ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы СТРУКТУРА ФРОНТА УДАРНЫХ ВОЛН В ГАЗАХ Скачок уплотнения из "Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений " Эта величина согласуется с экспериментальными данными по диссоциативной рекомбинации N0+ при комнатной температуре и при 2000°. [c.353] Работа Лина и Тира [73] представляет собою фундаментальное исследование и в ней можно найти много сведений о скоростях ионизационных процессов в воздухе, а также обзор эксперимента и библиографию. Подробный перечень реакций в воздухе с участием заряженных частиц и константы их скоростей, подобранные по разным литературным данным, имеются в работе [93]. [c.353] Процессы диссоциативной рекомбинации играют важнейшую, роль в - и 7 -слоях ионосферы (на высотах больше 100 км над уровнем моря). Подробная сводка экспериментальных данных по коэффициентам диссоциативной рекомбинации 5дис. рек. имеется в обзоре Г. С. Иванова-Холод-ного [71]. дио. рек. уменьшается с повышением температуры примерно как 1/7 - 1/7 2 разным данным). Для ионов при Т = 300° К дис. рек.м 10 см кек, что соответствует очень большому эффективному сеченню а 10 см . Для ионов 0 и КО дис. рек. несколько меньше. [c.353] Рекомбинация в холодном воздухе при сравнительно больших плотностях (в В-слое ионосферы ниже - 80 км) идет в основном через образование отрицательных ионов кислорода. Электроны прилипают к молекулам кислорода преимущественно в тройных столкновениях О2 + е + + М -V 0 + М, а затем ионы О нейтрализуются с ионами или 0+ в парных или тройных столкновениях. Новейшие данные по рекомбинации в холодном воздухе, а также по многим другим неупругим процессам, протекающим в ионосфере, имеются в обзорах Дальгарно [74] и А. Д. Данилова и Г. С. Иванова-Холодного [92]. [c.353] Рассмотрим сначала взаимодействие заряженных частиц с массами одного порядка. При столкновениях они могут обмениваться энергией, сравнимой с начальными энергиями частиц, поэтому установление максвелловского распределения по скоростям, т. е. температуры, требует всего лишь нескольких столкновений. Если под столкновением понимать такое взаимодействие частиц, при котором происходит значительное изменение скорости и энергии, т. е. отклонение на значительный угол (порядка 90°), то в случае заряженных частиц столкновения происходят при сближении их на такое расстояние, при котором кинетическая и потенциальная (кулоновская) энергии оказываются сравнимыми. [c.354] В действительности дело обстоит несколько сложнее, так как в изменении скоростей частиц при кулоновском законе взаимодействия большую роль играют далекие столкновения, соответствующие большим прицельным расстояниям (рис. 6.6). [c.354] Как видим, оно отличается от элементарной формулы (6.115), в которой не учтены далекие столкновения множителем, примерно равным 1пЛ. Как следует из табл. 6.7 ), 1пЛ имеет порядок 10. [c.356] Эффективное сечение очень слабо, логарифмически зависит от плотности и обратно пропорционально квадрату температуры. Оно сравнивается с обычными газокинетическими сечениями о Ю- см при температуре Т 250 000° К ). [c.356] Эффективное сечение а и длина свободного пробега I = jNa заряженных частиц не зависят от массы, т. е. для электронов и ионов с равными температурами одинаковы (при Z = 1). Время релаксации, благодаря зависил ости от скорости, пропорционально корню из массы т 1/г т , т. е. для электронов раз в 100 меньше, чем для ионов (при равных температурах). [c.356] Например, в электронном газе при Г = 20 000° К, Ng = 10 Исм , а ti6-10-i см и т = 2-10-1 g Pjjgg ДЗ ядер водорода (протонов) при тех же температуре и плотности время в 43 раза больше, т л 8,6 X X 10 сек. Из этих оценок видно, что температура в каждом из газов устанавливается очень быстро, так что практически вопрос о релаксации установления поступательной температуры почти никогда не возникает. [c.356] НО большого времени (см. 12 гл. VII). Оценим время релаксации для обмена энергией между ионами и электронами и выравнивания их температур. [c.357] Оказывается, однако, что уравнение кинетики для выравнивания температур (6.121) справедливо и при большой разности температур. [c.357] Уравнение (6.121) со временем обмена (6.120) (отличающимся только несущественным численным коэффициентом порядка единицы) было впервые выведено Л. Д. Ландау в 1936 г. [57] путем строгого рассмотрения кинетического уравнения для газа из заряженных частиц, взаимодействующих по кулоновскому закону. [c.358] Основные представления об ударных волнах были даны в гл. I. Показано, что уравнения гидродинамики идеальной жидкости допускают существование разрывных решений, которые описывают ударные волны. Гидродинамические величины плотность, давление, скорость по обе стороны поверхности разрыва связаны между собою разностными уравнениями, соответствующими дифференциальным уравнениям, которыми описываются области непрерывного течения. И те и другие уравнения являются выражением общих законов сохранения массы, импульса и энергии. Из законов сохранения следует, что на поверхности разрыва испытывает скачок (возрастает) и энтропия вещества. Величина возрастания энтропии в ударной волне определяется только условиями сохранения массы, импульса и энергии и термодинамическими свойствами вещества и совершенно не зависит от механизма диссипации, приводящего к росту энтропии. [c.359] В некотором смысле парадоксален тот факт, что уравнения адиабатического движения вещества допускают существование таких поверхностей, на которых энтропия испытывает скачок. Необратимость ударного сжатия свидетельствует о том, что в нем участвуют диссипативные процессы вязкость и теплопроводность, которые и приводят к росту энтропии. [c.359] Именно благодаря вязкости осуществляется необратимое превращение в тепло значительной части кинетической энергии газодинамического потока, набегающего на разрыв в системе координат, где разрыв покоится. [c.359] Таким образом, если интересоваться механизмом ударного сжатия, внутренней структурой и толщиной того переходного слоя, в котором происходит превращение вещества из начального состояния в конечное и который в рамках гидродинамики идеальной жидкости заменяется математической поверхностью, необходимо обратиться к теории, включающей в себя описание диссипативных процессов. В гл. I этот вопрос был рассмотрен применительно к ударным волнам слабой интенсивности. В этой главе не будет накладываться ограничений на амплитуду ударной волны. [c.359] В тонком переходном слое, где происходит превращение газа из начального, термодинамически равновесного состояния в конечное, также термодинамически равновесное, плотность, давление и т. д. меняются очень быстро. Термодинамическое равновесие в этой области, называемой фронтом ударной волны, может существенно нарушаться. Поэтому при изучении внутренней структуры фронта ударной волны необходимо принимать во внимание и кинетику релаксационных процессов, детально рассматривать механизм установления конечного, термодинамически равновесного состояния вещества, которое достигается за фронтом волны. [c.360] Изучение внутренней структуры фронта ударных волн представляет интерес со многих точек зрения. Поначалу вопрос о структуре привлекал к себе внимание как чисто теоретическая задача, решение которой помогает понять физический механизм ударного сжатия, одного из замечательнейших явлений в газодинамике. Позднее ударные волны стали применять в лаборатории с целью получения высоких температур и исследования разнообразных процессов, которые протекают в газах при высоких температурах возбуждения колебаний в молекулах, диссоциации молекул, химических реакций, ионизации, излучения света (см. гл. IV). [c.360] Вернуться к основной статье