,r) или w(p, r), то ударная адиабата даёт зависимость конечного давления p 1 от конечного объёма V 1 при ударном сжатии вещества из данного начального состояния p 0 , V 0 , то есть зависимость p 1 = H (V 1 , p 0 , V 0 ).
При переходе через У. в. энтропия вещества S меняется, причём скачок энтропии S 1 — S 0 для данного вещества определяется только законами сохранения (1), которые допускают существование двух режимов: скачка сжатия (r1 > r0 , p 1 > p 0 ) и скачка разрежения (r1 < r0 , p 1 < p 0 ). Однако в соответствии со вторым началом термодинамики реально осуществляется только тот режим, при котором энтропия возрастает. В обычных веществах энтропия возрастает только в У. в. сжатия, поэтому У. в. разрежения не реализуется (теорема Цемплена).
У. в. распространяется по невозмущённому веществу со сверхзвуковой скоростью u 0 > a 0 (где a 0 — скорость звука в невозмущённом веществе) тем большей, чем больше интенсивность У. в., то есть чем больше (p 1 — p 0 )/ p 0 . При стремлении интенсивности У. в. к 0 скорость её распространения стремится к a 0 . Скорость У. в. относительно сжатого газа, находящегося за ней, является дозвуковой: u1 < a 1 (a 1 — скорость звука в сжатом газе за У. в.).
У. в. в идеальном газе с постоянной теплоёмкостью. Это наиболее простой случай распространения У. в., так как уравнение состояния имеет предельно простой вид: e = р /r(g—1), р = R rT /m, где g = c p /c v — отношение теплоёмкостей при постоянных давлении и объёме (так называемый показатель адиабаты), R — универсальная газовая постоянная, m — молекулярный вес. уравнение ударной адиабаты можно получить в явном виде:
. (3)
Ударная адиабата, или адиабата Гюгоньо Н, отличается от обычной адиабаты Р (адиабаты Пуассона), для которой p 1 /p 0 = (V 0 /V 1 )g (рис. 2 ). При ударном сжатии вещества для данного изменения V
