lr)
(c) Pressure distribution on axis at t'=0.8
て一定となる。
図4・9 (b)は、 図4 ・ 7 (a)で示したx/D=0.5における圧力波形、 図4・9 (c) は、 図4 ・ 5 ( c)で示した時刻t '=0.8における中心軸上の圧 力分布で、 図中の記号は ともに図4・ 7 (a)および図4・ 5 (c)と同様で、ある。 図4・9 (b)および図4 ・
9
(c)より、 中心軸上の圧力分布におけるピーク点Pxと反射膨張波の波頭Txの位置は 圧力波形 における位置と異なることがわかる。 図 には示していないが、 x/D主主l、 すな わち遠距離場においては、 時間的なピーク点Ptと空間的なピーク点Pxはほぼ一致してい る。 したがって、 x/D< 1の近距離場におけるパルス波はその形成過程にあるといえる。次に、 L 1/D =1.3に対する計算結果をもとに描いたパルス波の形成過程を図4 . 10に示 す。 図中に用いた記号の意味は図4・ 9に準じているが、 破線Piは管内波動の時間的な
ピーク点を示す。
図4 ・10 (a)において、 点d (口印)は 関口端コーナーからの膨張波の影響が観察さ れる位置xjD=-0.5、 時刻t '=0.75を示す。 この時刻は、 開口端コーナ-Aからの膨張波 の波頭が 中心軸に到達する時刻t '=0.5より遅い。 図4 . 10 (a)に示すように、 点dは 圧縮波の波尾Ctが終わる点であり、 実線Ehと破線P iの始点でもある。 図4・10 (a) における圧縮波の長さはL 1/D=1.3で、 管の半径r =0.5 Dより長いために 波の干渉が管内 で起こり、 その結果、 点dで示す波の終了点や開始点が管内に存在する。 管内のピーク点 (破線P i)は管外に向けて伝ぱし、 管外に放出されるとパルス波のピーク点Ppとなる。
図4・ 9 (a) と同様に、 中心軸上のパルス波のピーク点の伝ぱ速度は x/D注lでほぼ 音速となる。 点dからピーク点Ppの伝ぱ速度がほぼ音速となる位置までの距離は、 図4・
9
(a)と比較して図4・10 (a) の方が長い。 一方、 反射膨張波の波頭E hの伝ぱ速度 はほぼ音速で、 形成直後に平面波になっていることがわかる。図4・10 (b)は、 図4・ 7 (b)で示したx/D=0.5における圧力波形、 図4・10 (c) は、 図4・6 (c)で示した時刻t '=1.47における中心軸上の圧力分布で、 参考のために 示している。
図4・ 9および図4・10の結果から、 圧縮 波の長さがL
1
<0.5Dの場合とL1
>0.5Dの 場合とでは、 パルス波の形成開始位置や 時刻に相違を生じることがわかる。 すなわち、 図 4・9に示すL1
<0.5Dでは パルス波のピーク点は管の外側で形成され、 図4 ・10に示すL 1
>0.5Dでは管内でピーク点が生じたのちに管の関口端より放出されてパルス波を形成 する。 いずれの場合も関口端での三次元的な波動形態がパルス波の形成過程を支配する。84
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しかし、 最終的にパルス波が形成されるとパルス波のピーク点の伝ぱ速度や指向性が一様 となり、 いずれの場合もx/D注lでいわゆる遠距離場に相当する。
最後に、 本章で得られた結果をもとに、 第3章で述べた関口端補正について考察する 。
図4・ 9 (a)および図4 ・10 (a)において、 関口端補正長ム1 =0.425 Dは、 圧縮波 と 開口端コーナーから の膨張波との三次元的な干渉が強く現われる領域にあたり、 x<ムl ではパルス波のピーク点の伝ぱ速度やピーク点の位置、 指向性に前述したような特徴が現 われる。 このことから、 関口端補正長は、 三次元的な波動現象によりパルス波が形成さ れ る領域に強く関係するといえる。
これに対して、 第2章と第3章では、 おもに初期圧縮波と遠距離場でのパルス波との関 係について述べたが、 図4 ・ 9、 図4 ・10の結果をふまえれば、 初期圧縮波と形成過程が 終了して十分発達したパルス波との関係について解析したといえる。