Научно-производственная фирма "ИМКАС"

3.3. Генерирование шума сверхзвуковыми струями газа

Одним из основных источников звука выстрела, как уже отмечено, является шум сверхзвуковых струй воздуха, выталкиваемого пулей из канала ствола и газов, как прорывающихся между пулей и каналом ствола, так и следующих за ней.

Возможность расчета сложного турбулентного струйного течения и акустического поля, создаваемого таким течением, имеет большое значение при разработке шумоглушащих устройств и в частности ПСУЗВ.

Теория аэродинамического шума берет начало от двух классических работ Лайтхилла (Lighthill, M.J. «On Sound Generated Aerodynamically, I. “General Theory” Proceedings of the Royal Society», Vol. A211, 1952, pp. 564-587. Lighthill, M.J. «On Sound Generated Aerodynamically, II. Turbulence as a Source of Sound Proceedings of the Royal Society», Vol. A222, 1954, pp. 1-32.)».

В дальнейшем явление генерации шума сверхзвуковыми струями было широко исследовано, уточнена его физическая природа и получен ряд фундаментальных результатов, позволяющих определить звуковые характеристики струи в зависимости от основных параметров, определяющих истечение [113-142].

Шум турбулентного характера, возникающий вдали от твердых границ при перемешивании потоков, движущихся с разными скоростями, (шум свободной струи) преобладает в шуме выброса сжатого воздуха, шуме, сопровождающем дульный выхлоп при выстреле, и шуме реактивных двигателей.

Аэродинамические шумы возникают в сверхзвуковых течениях из-за наличия ударных волн (скачков уплотнения) и взаимодействия их с окружающей атмосферой или с твердыми стенками.
Характеристики сверхзвуковых струй различаются в зависимости от того, будет ли давление «на срезе» сопла больше (недорасширенная струя), меньше (перерасширенная струя) или равно (полностью расширенная струя) давлению в окружающей среде.

Первые два случая характеризуются ясно выраженной системой скачков уплотнения. В отличие от дозвуковой струи для сверхзвуковой струи длина потенциального ядра может изменяться в зависимости от числа Маха.

Рассмотрение Лайтхиллом [105] зависимости интенсивности излучаемого звука от флуктуаций потока привело к ставшему теперь классическим закону <u>8, где «u» – осредненная скорость истечения струи. Лилли ввел термины «собственный шум» и «шум сдвига», чтобы отличить высокочастотный шум струи, возникающий в результате собственных взаимодействий внутри турбулентности, от низкочастотного шума, связанного с взаимодействием турбулентности со средним сдвиговым течением. Было показано, что функция, описывающая генерацию аэродинамического шума, зависит от нескольких различных механизмов, определяемых воздействием сдвиговых флуктуирующих напряжений:

  1. самих с собой; 
  2. с первой производной средней скорости; 
  3. со второй производной средней скорости [113].

Модель генерирования шума, разработанная Лайтхиллом, математически записывается в виде неоднородного волнового уравнения:

 (1)

где ;
α– местная скорость звука;
ρ – плотность;
vi, vj– компоненты скорости;
τij – вязкое напряжение;
δij– единичный объем;
p – термодинамическое давление.

Течение в свободной струе характеризуется расширением границ потока, подсосом воздуха из окружающей среды, вязкой диссипацией энергии и акустическим излучением [114].

Скорость разлагается на среднюю скорость и пульсирующую составляющую, а шум, как уже сказано, разбивается на две составляющие: собственный шум, обусловленный турбулентными напряжениями, которые определяют скорость переноса количества движения через какую-либо поверхность вследствие пульсаций скорости, и «сдвиговый шум». Последний есть шум пульсаций скорости при наличии градиента средней скорости.

Излучение, обусловленное собственным шумом, зависит от второй производной по времени, тогда как излучение шума сдвига зависит от первой производной по времени, таким образом, собственный шум будет излучаться на более высоких характерных частотах, чем шум сдвига. Характеристика направленности сдвигового шума приводит к преобладанию высокочастотного собственного шума сбоку от струи, а низкочастотного шума сдвига впереди и сзади струи.

Важную роль в генерации шума сверхзвуковой струи играют механизмы, относящиеся к взаимодействию турбулентности со скачками уплотнения, и механизмы, относящиеся к обратной связи, в которых активную роль играет структура скачков уплотнения.

При наличии в струе твердых тел ее звуковая мощность увеличивается, в частности, если в потенциальном ядре находится турбулизатор, то возникают дискретные тона, повышающие звуковую мощность струи на 10-20 дБ.

Общая интенсивность собственного шума и шума сдвига, генерируемого единичным объемом турбулентности, достигающей дальнего поля, без учета влияния конвекции и рефракции выражается суммой уравнений (2) и (3):

 (2)

где p – давление;
|x| – расстояние от вихря до наблюдателя;
ρ0 – плотность;
α0 – скорость звука;
τ – время в неподвижной системе координат;
η, ξ – координаты точки относительно вихря;
V – объем вихря;
ux – турбулентная скорость;
< > – осредненная по времени величина;
ise– интенсивность собственного шума, генерируемого единичным объемом турбулентности.

Интенсивность шума сдвига, генерируемого тем же самым объемом [113]:

 (3)

где u – мгновенная или средняя скорость;
r – радиальная координата;
θ – угол, между продольной осью струи и направлением на точку изменения звука.

Следует отметить, что при изучении природы аэрогидромеханического шума существенны источники звука трех типов: монополь, диполь и квадруполь.

Монополь рассматривают как точечный источник пульсирующего массового расхода. Когда амплитуда и фаза звукового поля одинаковы в каждой точке поверхности, источник является монополем. Взрывы являются источниками звука типа монополя.

Диполь можно рассматривать как два очень близко расположенных друг к другу монополя, находящихся в противофазе.

Источник звука типа монополя реализуется тогда, когда возникает движение центра масс.

Решение волнового уравнения позволило получить математические выражения для источника звука каждого типа (уровень звукового давления и звуковую мощность).

Монополь: 

где ρ0 – средняя массовая плотность газа;
ƒ – частота;
q0 – среднеквадратичный объемный расход;
c0– средняя скорость звука;
p= 20 мкПа – нулевой уровень давления;
r – расстояние от источника до приемника звука;
V – объем вихря.

Диполь: 

где F – среднеквадратичная сила;
R=2πƒ/c – волновое число;
θ – угол, отсчитываемый от оси диполя.

Квадруполь можно считать состоящим из двух диполей, находящихся в противофазе, то есть, из четырех монополей.

Поскольку диполи имеют оси, то их расположение может быть продольным или поперечным. Поперечный квадруполь представляет касательные напряжения, а продольный квадруполь – продольные напряжения. Продольный квадруполь представляет собой вырожденную форму поперечного, имеет лишь одну ось и образует два лепестка звукового поля, в то время как поперечный квадруполь – четыре.

Квадруполь:

Поперечный 

Продольный 

где τxz – среднеквадратичное касательное напряжение;
τzz – среднеквадратичное продольное напряжение.

Если амплитуда источника звука удваивается (массовый расход, сила, напряжение), выходной уровень увеличивается на 6 дБ.

Удвоение частоты монополей и диполей приводит к увеличению выходного уровня на 6 дБ, а для квадруполей – на 12 дБ.

Это указывает на относительно большее значение квадруполей в области высоких частот для любого излучения звука.

На нерасчетных режимах истечения струи (то есть, когда давление на срезе сопла не равно давлению в окружающей среде), наблюдается увеличение звуковой мощности. Для суживающегося сопла при изменении перепада давления (отношение полного давления на срезе сопла к давлению окружающей среды) от 2 до 5 уровень звуковой мощности:

где Lp – общий уровень звуковой мощности, рассчитанный для случая критического истечения из сопла (для М = 1) дБ;

ΔL– поправка, учитывающая изменение звуковой мощности на нерасчетных режимах в зависимости от πc=Pст/Pполн и температуры струи T* К (рис. 3.51); и – статическое и полное давление в струе.

Рис. 3.51. Поправка звуковой мощности струи

3.3.1. Генерирование шума сверхзвуковой струей

Структура сверхзвуковой струи (М=1,8), истекающей из сопла (отверстия), приведена на рис. 3.52 [115].

Рис. 3.52. Картина течения струи при числе Маха М=1,8

Из теневой фотографии видно, что слегка перерасширенная круглая струя воздуха приспосабливается к окружающему воздуху через последовательность косых и прямых ударных волн. При падении скорости в струе скачки исчезают, а струя становится полностью турбулентной.

Сложная мгновенная структура струи приведена также на рис. 3.53 [115]. сухой воздух вытекает из конического сопла и образует осесимметричную струю с числом Маха ~ 1,4. 

Рис. 3.53. Картина течения струи при М=1,4

На рис. 3.55 приводится упрощенная схема структуры струи при истечении в сплошную среду. На рис. 3.55 – схема начального участка, учитывающая слои смешения. Струя состоит из ряда примерно одинаковых «ячеек» (рис. 3.56). Ячейки, расположенные вниз по течению, становятся все более разреженными.

Рис. 3.54. Упрощенная схема течения сверхзвуковой струи в области первой ячейки

Все последующие ячейки повторяют первую [116].

Внутреннее ядро струи окружено бочкообразными ударными волнами (скачками) и прямым скачком, называемым диском Маха. Около оси струи существует «невязкое» ядро расширившегося потока, ограниченное ударными волнами.

Рис. 3.55. Схема структуры течения в начальном участке сверхзвуковой струи:
1 – сопло; 2 – висячий скачок уплотнения; 3 – условная граница струи; 4 – границы внешнего слоя смешения;
5 – отраженный скачок уплотнения; 6 – границы внутреннего слоя смешения;
7 – центральный скачок уплотнения (диск Маха); 8 – тройная точка ветвления ударных волн.

Начальный участок недорасширенной струи (рис. 3.55) [116] имеет сложную газодинамическую структуру, которая характеризуется сочетанием таких газодинамических явлений, как криволинейные скачки уплотнения, тангенциальные разрывы, изоэнтропические волны расширения и сжатия, внешние и внутренние слои смешения с развитой вихревой структурой и др.

В реальной струе влияние вязкости приводит к возникновению слоев смешения 4 и 6, которые оказывают влияние на всю структуру течения. Скачки уплотнения разбивают течение на ряд характерных областей. Течение в области А ядра струи такое же, как и при течении в абсолютный вакуум при тех же параметрах на срезе сопла (рис. 3.55) [130].

На рис. 3.56. приведены фотографии поля плотности в струе, полученные путем визуализации потока с помощью электронного пучка.

 

a) Поле
плотностей гелия



b) Поле плотностей
окружающей среды

Рис. 3.56. Упрощенная схема бочкообразной структуры сверхзвуковой струи и поле плотностей

Область А ограничена висячим 2 и центральным 7 скачками уплотнения.

Для определения параметров потока в области А необходимо определить их геометрию.

Звуковой сигнал распространяется в среде, которая сама движется в противоположном направлении по отношению к источникам (в сверхзвуковой струе), поскольку последние подвержены конвективному переносу вниз по потоку с большой скоростью, превышающей скорость звука. Звуковая волна сравнительно высокой частоты, генерируемая движущимся вместе с потоком струи источником звука, подвергается рефракции при прохождении через свободный пограничный слой 4 струи (рис. 3.55). В результате происходит отклонение этих волн от направления вниз по потоку, с образованием «конуса молчания» непосредственно вблизи оси струи вниз по потоку (рис. 3.57) [117] .

В области больших скоростей закон восьмой степени становится несправедлив, в противном случае акустическая мощность превысила бы мощность струи, которая растет лишь пропорционально третьей степени скорости.

Анализ известных экспериментальных данных показывает, что на самом деле происходит переход к закону пропорциональности мощности кубу скорости (рис. 3.58).

Рис. 3.57. Рефракция звуковых волн в струе

Рис. 3.58. Зависимость мощности шума от скорости струи

Расчет звуковой мощности струи сводится к суммированию мощностей излучения объемами, пульсации скорости в которых коррелированы. Теоретически установлено, что звуковая мощность струи в области дозвуковых скоростей истечения определяется зависимостью [120]:

 (4)

где ρc – плотность струи;
uc – скорость её истечения;
D – диаметр среза сопла;
M=uc/c– число Маха;
K(M) – коэффициент пропорциональности, растущий с увеличением ;
ρ0 – плотность окружающей среды.

При малых дозвуковых скоростях истечения (M<0,3), K=const, звуковая мощность струи пропорциональна шестой степени скорости. При M>0,5 коэффициент K0≈M3 звуковая мощность струи определяется зависимостью:

 (5)

Числа Маха, при которых для данной струи следует переходить от зависимости с K=const, определяются относительной ролью «сдвигового» и «собственного» шума струи. Чем больше интенсивность начальных возмущений потока, тем шире диапазон чисел Маха, при которых справедлива зависимость (4).

Экспериментально доказано, что при M<0,5 можно пользоваться зависимостью (4), принимая K=10-5. При 0,5<M<1,5 справедлива зависимость (5). При этом K0=3·10-5÷1,5·10-4 . Меньшие значения K0 соответствуют холодным модельным струям, большие – струям реактивных двигателей.

Уровень звуковой мощности струи определяется зависимостью:

 (6)

где S – площадь среза сопла;
ρ– плотность основной струи;
uc– скорость струи;
Lp0=-52дБ – уровень звуковой мощности для холодных струй;
Lp0=-44дБ – для горячих струй.

Звуковая мощность струи газа, истекающего из отверстия, может также определяться по соотношению [120]:

 (7)

где W – мощность шума;
x=ΔP/P
A
– площадь отверстия;
c1 – скорость звука в области с давлением p1;
ρ1 – плотность газа с давлением p1;
p– давление перед отверстием;
p– давление за отверстием;
Δp=p1-p– перепад давления на отверстии;
U=c1M– скорость истечения;
M – число Маха струи;

γ=cp/cν – показатель адиабаты газа.

На рис. 3.59 приведен график для вычисления уровня мощности звука LW , где 

Рис. 3.59. График для вычисления мощности звука

Здесь W вычисляется по уравнению (7) в Вт; W0=10-12 Вт – мощность порога слышимости; Lопределяется по безразмерной величине x=ΔP/P1 или по числу Маха M потока, истекающего из отверстия (две шкалы на горизонтальной оси рис. 3.59). К значениям, определенным по рис. 3.59, нужно прибавить алгебраически величину 10·lgA , где A – площадь отверстия в квадратных дюймах.

В работе [121] рассмотрен механизм образования шума в процессах, сопровождающихся резким вытеснением или всасыванием окружающей среды. Спектр излучения таких источников характеризуется ярко выраженной низкочастотной частью и быстрым убыванием составляющих на высоких частотах. Если размеры самого источника малы, то в низкочастотной части спектра (для которой справедливо неравенство πα<λ где α – характерный размер источника; λ – длина волны излучаемого звука) реальный излучатель может быть заменен моделью пульсирующей сферы.

Звуковая мощность такого идеализированного источника, излучаемая на частоте (), выражается зависимостью: 

где ρ – плотность среды; c – скорость звука в среде;  – круговая частота излучаемого звука;  – амплитуда объемной скорости, с которой происходит вытеснение или всасывание среды на данной частоте.

Уровень звуковой мощности Lpi , излучаемой на i-той частоте определяется соотношением:

где P0 – 10-12, Вт – пороговое значение мощности;

Для нормальных атмосферных условий (ρ=1,2 кг/м3; c=341 м/с) справедливо соотношение:

здесь ƒ=ƒ0i – текущая частота;
ƒ0=1/T– основная частота процесса.

Для высокочастотного диапазона используется следующее соотношение:

 (8)

где ƒср – среднегеометрическая частота соответствующей октавной полосы.

Соотношение (8) существенно упрощает расчет, т.к. позволяет сразу вычислять октавный уровень звуковой мощности, не производя предварительного суммирования гармонических составляющих. Обычно ею можно пользоваться, начиная с октавной полосы ƒср=500 Гц.

В работе [124] приведены результаты определения акустической мощности сверхзвуковой струи вдоль ее длины.

Струя постепенно задвигалась в звукоизолированную камеру; при этом определялась среднеакустическая мощность, генерируемая единицей длины струи.

Было получено, что максимальное звуковое излучение от струи при M=2,5 происходит из области, занимающей ~20 калибров струи.

Кроме того, установлено существование двух отдельных областей генерации шума в струе, имеющей источники, движущиеся со сверхзвуковыми скоростями, причем, излучение из области, расположенной выше по потоку, имеет форму волн Маха.

Рис. 3.60. Теневая фотография потока и акустического излучения от струи, истекающей из сверхзвукового сопла: ME=2,47

На рис. 3.60 показано поле течения в пределах трех калибров от среза сопла для струи, истекающей при M=2,5 .

На рис. 3.61 приведена схема экспериментальной установки, на которой показаны два ненаправленные микрофона. В таблице на рисунке указаны условия, при которых проводились измерения.

Общая картина, которая следует из измерений, проведенных в дальнем поле сверхзвуковой струи, описывается посредством источников излучения двух различных типов.

Рис. 3.61. Схема оборудования и геометрические размеры экспериментальной установки (размеры даны в сантиметрах):
1 – система направленного микрофона; 2 – успокоительная камера;
3 – ненаправленный микрофон; 4 – направляющая, параллельная оси струи

Источники первого типа образуются пространственно когерентной структурой, движущейся со сверхзвуковой скоростью по отношению к окружающей среде и излучающей строго направленные волны Маха в течение периода когерентности.

Эти волны приходят в данную точку в данном поле через случайные промежутки, что приводит к широкополосному спектру излучаемого шума.

Источники второго типа движутся с дозвуковой скоростью, расположены ниже по течению от среза сопла и имеют характеристики, подобные характеристикам излучения дозвуковой струи [114].

При α=90° интенсивность шума меняется приблизительно как восьмая степень скорости. Наиболее интенсивное излучение исходит от так называемой переходной зоны, расположенной ниже по потоку от потенциального ядра.

По длине круглой струи с частично турбулентным профилем скорости в начальном сечении обнаружены два участка, на которых профиль потока меняется автомодельно.

Первый из этих участков представляет собой область смешения между сегментами x/20=2 и x/20=8.

Второй участок автомодельности соответствует переходной области к полностью турбулентному участку струй при x/20>1,0 .

Первый участок имеет длину 5 калибров, начинается от среза сопла и соответствует области смешения.

Второй участок соответствует полностью развитой струе и расположен ниже по течению за пятым калибром.

Звуковая мощность распределяется по объемам вдоль оси струи следующим образом.

На начальном участке струи (области струи, содержащей потенциальное ядро протяженностью 5D) величина акустической эмиссии растет линейно, т.е. мощность, излучаемая объемом единичной длины, не зависит от его удаления от среза сопла. На основном участке при удалении от сопла звуковая мощность таких объемов быстро убывает. При этом звуковая мощность, излучаемая начальным участком, составляет примерно 65% общей звуковой мощности струи.

При малых скоростях истечения M<0,3 диаграмма направленности струи практически сферическая. С увеличением скорости истечения струи происходит перераспределение интенсивности излучения по направлениям.

Когда турбулентность проходит через скачок уплотнения, она вызывает местную деформацию скачка, что приводит к генерации широкополосного (с явно выраженным максимумом) шума, который называют шумом, связанным со скачком уплотнения. Колебания скачка приводят к излучению звуковой волны, которая распространяется через движущуюся с дозвуковой скоростью окружающую среду к кромке сопла. При этом на срезе сопла возникает новое возмущение, которое порождает неустойчивость скачков уплотнения.

Таким образом, турбулентность несколько усиливается при прохождении ее через ударную волну, при этом возникает звук высокого уровня.

В некоторых случаях течение сверхзвуковой струи весьма чувствительно к влиянию источника звука. Схема обратной связи при резонировании потока показана на рис. 3.62 [117].

Рис. 3.62.  Схема обратной связи у резонирующих потоков

Возникновение неустойчивости в системе с обратной связью приводит к образованию предельного цикла, т.е. возникают периодические колебания. Возникает эффект обратной связи. Резонансы всех типов приводят к существенному возрастанию выходной звуковой мощности.

Акустическая обратная связь может уменьшить почти на 50% скорости на оси струи на участке вниз по течению и почти на 50% увеличить степень распространения струи [123].

По-видимому, разрушающие структуру струи звуковые волны генерируются на сверхзвуковом участке струи на некотором расстоянии от среза сопла, перемещаются вверх по потоку в окружающем воздухе, а затем – воздействуют на начальный участок струи.

Крупномасштабная турбулентность приводит к появлению «ударного шума», и «визг» струи рассматривают как ту компоненту этого шума, которая усиливается за счет механизма обратной связи.

В работе [137] приведены соображения, касающиеся снижения уровня звука, генерируемого сверхзвуковой струей с помощью пористого центрального тела и регулируемого сопла Лаваля. Эксперимент показал, что центральное тело, внутренняя полость которого изолирована, либо соединена с атмосферой, приводит к устранению скачков уплотнения в струе. Наряду с этим снижается и связанный со скачками уплотнения шум. Причем, пористое центральное тело приводит к снижению не только шума, связанного со скачками уплотнения, но и обычного шума смешения струи.

Регулируемое сопло Лаваля, или эквивалентное сопло с перемещаемым в осевом направлении центральным телом, может обеспечить истечение струи без скачков уплотнения при перепадах давления вплоть до максимально расчетного. Оно приводит к полному устранению шума, связанного со скачками уплотнения.

Если сверхзвуковую струю заключить в изолированный объем (цилиндр или параллелепипед), то ударные волны на выходе из среза диффрагируют при прохождении ограничивающего объема. На рис. 3.63 приведена теневая фотография ударных волн, линий скольжения и вихрей, образующихся внутри ограничивающей струю емкости [115].

Рис. 3.63. Ударная волна, образованная сверхзвуковой струей  в ограничивающем ее объеме («прямоугольном ящике»)

При выстреле сверхзвуковая высокотемпературная струя имеет определенную степень закрутки, так как газы в стволе движутся по его винтовым нарезам.

В работах [122], [126] приведены особенности шумоизлучения закрученных струй.

Шум закрученной струи – широкополосный и подобен шуму незакрученной струи.

Сравнение результатов для закрученного и незакрученного потоков указывает на увеличение интенсивности теплообмена для закрученного потока, по крайней мере, на 20%.

При больших углах от оси струи шум закрученной струи больше, чем незакрученной. При закручивании струи снижение уровня шума наблюдается только при углах, меньше 40° от оси струи. Разница в шуме закрученной и незакрученной струй возрастает с увеличением угла закрутки и уменьшается с ростом перепада давления и температуры торможения.

Закрученная струя имеет больший угол раскрытия, чем незакрученная струя.

Истечение газов из ствола оружия при выстреле является двухфазным, так как истекающие газы содержат твердые частицы несгоревшего пороха. Это должно быть учтено при определении картины и параметров дульного выхлопа. Особенности сверхзвукового струйного истечения двухфазной среды приведены в ряде работ, в частности, [131-135].

Картина при выстреле близка к следующему приближению. Ствол оружия – камера высокого давления, представляет собой цилиндрический канал, заполненный в начальный момент времени частицами в плотной упаковке и газом при высоком давлении. Ствол отделен диафрагмой от окружающей среды. После разрыва диафрагмы двухфазная среда начинает истекать в атмосферу. При этом во внешнем газе образуется ударная волна, за ней следует поверхность контактного разрыва, далее – комбинированный разрыв (поверхность между газом и двухфазной средой). Одновременно в стволе формируется волна разрежения. 

Истечение газа со взвешенными частицами в широком диапазоне начальных давлений в канале связано с образованием квазистационарных бочкообразных структур в характерных областях течения.

При тонкодисперсной двухфазной среде (размеры частиц меньше 5 мкм) межфазные обменные процессы достаточно интенсивны. Скольжение фаз незначительно и среда ведет себя в целом подобно эффективному газу.

Рис. 3.64. Поле концентрации частиц в сверхзвуковой струе частиц, диаметром d=5 мкм [132]

На рис. 3.64 а, б [132] показаны поля концентрации в сверхзвуковой струе частиц диаметром d=5 мкм с плотностью ρ=1500 кг/м3 (а, б, г) и ρ=3000 кг/м3 (в). В случае а, б, в – течение струи – неустановившееся с числами Струхаля Sh=1 (а) и Sh=2 (б, в). Темные области рисунка характеризуют большую, а светлые – меньшую концентрацию частиц. 

Характерной особенностью является существенная неравномерность плотности и давления, как по длине струи, так и по радиусу.

На рисунках видна первая «бочка», заканчиваемая диском Маха 1, за которым скорость частиц становится дозвуковой (по отношению к эффективной скорости звука смеси). К «бочке» примыкают криволинейный висячий скачок 2 и отраженный скачок 3. За диском Маха наблюдается вихревое возвратное движение газа и частиц (область 6). В головной части струи имеется вихревая область 4. При практически равномерном распределении параметров потока на срезе канала вблизи оси симметрии (на расстоянии, примерно равном 15D) реализуется кумулятивный эффект (область 5 на рис. 3.64 а).

На рис. 3.64 г приведено стационарное поле течения газа со взвешенными частицами, которое свидетельствует о формировании квазистационарных ударно-волновых структур при истечении двухфазной среды из цилиндрического канала.

Описание физических явлений в сверхзвуковых струях, приведенные теоретические и экспериментальные результаты позволяют учесть их основные особенности, которые необходимо учитывать при проектировании глушителей.