Истечение в вакуум

Легко вычислить максимальный угол бтм, на который может повернуться газовый поток, сходящий с плоской стенки. Этот угол представляет собой угол поворота потока, начальная скорость которого равна скорости звука, при истечении в вакуум. [c.168]

Заканчивая рассмотрение одномерного метода расчета, заметим, что этот метод может быть применен нри расчете параметров газа в промежуточных сечениях струи, при построении границы струи, при истечении газа из конического сопла и при истечении в вакуум или среду с повышенным уровнем статического давления (Л < 1). [c.426]

Коэффициент для сопла при истечении в вакуум т)д = с/с ду = 427/429 = 0,905 ему соответствует согласно (4.1.22) единичный импульс основного сопла 1= 429-1,62х ХО,995-0,997/9,81= 70,3 с. Что касается суммарного единичного импульса управляющего двигателя с инжекцией, то в соответствии с (4.1.23) [c.310]

Максимальное значение тяги при истечении в вакуум найдем с помощью зависимости (4.1.32), приняв poj = 50 кгс/см2 (4,9-10 Па), = 2 см2.- [c.367]

Соотношения (2.69) показывают, что в дозвуковом течении значение плотности тока возрастает по мере увеличения скорости и падения давления, а в сверхзвуковой области течения, наоборот, уменьшается. Плотность тока достигает максимального значения / = р а, в тех точках, где скорость и плотность газа равны критическим значениям, и обращается в нуль при W = Q II давлении р, равном давлению торможения ро. а также лри р = 0 и максимальной скорости, достигаемой при истечении в вакуум. Безразмерная плотность тока J зависит от числа Маха (или от Я) и отношения удельных теплоемкостей у. Эта зависимость для совершенного газа имеет вид [c.55]

Исследования выражения массовой скорости политропического истечения сжимаемых жидкостей (1.140) приводят к выводу, что массовая скорость дважды обращается в нуль — при соотношениях р /р, = 1 и при р /р, = 0. Дело в том, что массовая скорость равна произведению линейной скорости истечения и плотности потока (и = с р), причем в начальный момент истечения (р /р, = 1) обращается в нуль первый множитель (с = 0), а при истечении в вакуум (р /р, = 0) обращается в нуль второй множитель (р = 0). Между этими граничными нулевыми значениями массовая скорость истечения сжимаемых жидкостей достигает наибольшего значения при критическом значении противодавления р = З рР, (Рис. 1.18). [c.77]

Максимальная возможная скорость при истечении в вакуум (77.12) [c.319]

Кратко сформулируем результаты проведенного анализа. При увеличении разности давлений р —рг, которая играет в данном случае роль движущей силы, массовый расход через сопло возрастает лишь до определенного предела и затем остается постоянным вплоть до режима истечения в вакуум (р=0). При р Ркр в выходном сечении сопла устанавливается скорость потока, равная скорости звука, определяемой термодинамическими параметрами газа в этом сечении сопла (ее называют местной скоростью звука). [c.179]

Для случая адиабатного истечения в вакууме (рг=0) из уравнения (7-61) следует, что Т =0 К, т. е. газы на выходе из сопла имеют температуру абсолютного нуля. Это означает, что вся энтальпия газа полностью превращается в кинетическую энергию потока газа. [c.354]

Для теоретической оценки параметров единичной струи использовались данные работы [Л. 1], согласно которой структура плоской струи до зоны взаимодействия определяется течением Прандтля-Майера (если взаимодействие происходит до границы волны разрежения) или течением плоского сверхзвукового источника (если взаимодействие- происходит за границей волны). Взаимодействие струй начинается на оси системы при пересечении воли разрежения. Для параллельно расположенных и идентичных сопел ось симметрии системы определяет направление центральной линии тока в зоне взаимодействия струй. Учитывая, что при истечении в вакуум на границе струи будет существовать область с низки.м давлением, за приближенную границу струи принимаем такую линию тока, для которой режим течения соответствует [c.457]

Используем для этого известное изэнтропическое соотношение (П ах— скорость истечения в вакуум, когда а = 0) [c.265]

На основе развития общих методов анализа точных решений А.Ф. Сидорову удалось продвинуться и в аналитическом описании ряда конкретных неодномерных течений истечений в вакуум из многогранных углов, не стационарного движения угловых поршней в газе, течений через искривленные ударные фронты. Следует отметить, что важный цикл работ А.Ф. Сидорова по точным решениям системы уравнений газовой динамики послужил отправной точкой для его новых исследований по ряду интересных направлений. Так, анализ условий примыкания к области покоя связан с разработкой общего метода построения решений в виде специальных (в том числе характеристических) рядов, а точные решения уравнений кратных волн существенно использовались А.Ф. Сидоровым в дальнейшем при исследовании проблем, связанных с безударными сжатием вещества. [c.9]

В работах [1,2] даны точные решения задачи о плоском нестационарном течении изотермического газа, возникающем при движении двух перпендикулярных поршней, и задачи об истечении в вакуум вдоль косой стенки политропного газа для 1 < 7 < 3 (где 7 — показатель адиабаты) решения состоят из двойных и простых волн [Г. [c.81]

При этом ai и 2 определены так, чтобы при щ = О осуществлялась двойная волна, решающая задачу о плоском истечении в вакуум вдоль косой стенки (см. [2]), а 3 определено из условия (2.5). Из (2.5) следует, что рассмотрение справедливо лишь для 7 < 2. Течение в пространстве автомодельных переменных находится из линейной системы [c.84]

Частный случай изучаемой задачи, когда одна из плоскостей Pi, Р2 остается неподвижной, а другая двигается с бесконечной скоростью (истечение в вакуум), был рассмотрен в [2]. Аналогичные частные задачи для трехмерного автомодельного течения изучались в [3]. Вопрос об единственно сти получаемых решений не исследуется. [c.100]

Для частной задачи об истечении в вакуум вдоль двугранного угла, рассмотренной в [5], должно выполняться условие [c.144]

Тогда формулы (3.1), (3.2) дадут решение поставленной задачи Коши, определенное при всех t Е (0,оо) и xfe < оо. Нестационарные уравнения газовой динамики в отсутствие массовых сил будут удовлетворены в силу того, что вновь введенная система координат 1, 2 движется равноускоренно с ускорением а вдоль биссектрисы первого координатного угла. Так как Ск = V = u(xi, Х2) и ( i, 2) = (xi, Х2) при t = О, ТО поставленные начальные данные Коши также удовлетворены. Построенное решение соответствует течению разрежения для всех t. Фронт истечения в вакуум из области Т будет образован двумя плоскостями [c.216]

Решение с помощью рядов (1.23) серии конкретных задач газовой динамики [4-7, 9, 10, 13] обнаружило несколько полезных свойств рядов. Прежде всего, оказалось, что они весьма быстро сходятся в достаточно широких областях исходного физического пространства. В частности, для задач об истечении в вакуум уже четыре члена ряда (1.23) позволяют при 7 < 3 получить хорошие количественные результаты вплоть до границы с вакуумом, несмотря на то, что характерная скорость гщг истечения газа достаточно велика (в плоском одномерном случае г и/ = 2 q/(7 1), где q — скорость звука в исходном покоящемся газе). [c.243]

В случае истечения в вакуум для функции (Ф з приближенное представление [c.330]

Для приближенного представления поля течений в задачах об истечении в вакуум покоящегося газа из выпуклого трехмерного объема или выпуклого цилиндра (плоскопараллельный случай) используются отрезки специальных рядов. Рассмотрение ведется в пространстве временного годографа и в пространстве годограф скорости — скорость звука , а соответствующие ряды дают решения нелинейного уравнения для аналогов потенциала скорости в упомянутых пространствах. Обнаружена быстрая сходимость рядов по характеристической переменной для первой стадии разлета в вакуум (до фокусировки слабых разрывов). Исследовано поведение газодинамических величин в окрестности точки фокусировки. Построены приближенные аналитические представления полей течения, приводятся результаты численных расчетов. [c.346]

Если рассматривать истечение в вакуум — t < О, то из (2.2)-(2.4) видно, что [c.350]

И, следовательно, точка во все время движения при О t 1 совпадает с точкой N, а фронт двумерного истечения в вакуум вырождается в одну точку W, совпадающую с N. [c.418]

Таким образом, струя NM F с большой скоростью истечения в вакуум не образуется. Построенное точное решение задачи о взаимодействии волн Римана и волны Р-Г справедливо до момента t = 1, в который в течении возникает сингулярность. [c.418]

Строятся решения двумерных нестационарных автомодельных задач о неограниченном безударном сжатии и разлете в вакуум идеального газа, покоящегося в начальный момент времени внутри призм и конусообразных тел при постоянных плотности и давлении. Поля течений строятся частично при помощи классов точных решений нелинейного уравнения для потенциала скоростей, а частично путем численных расчетов, в частности, методом характеристик. Исследуются особенности постановок краевых задач для конических нестационарных течений. Строятся аналитически приближенные законы управления движением сжимающих поршней. Найдены степени кумуляции энергии, плотности и показано, что описанные неодномерные процессы сжатия энергетически выгоднее, чем процесс сферического сжатия для получения локальных сверхвысоких плотностей вещества. Для задач об истечении в вакуум из конуса строятся фронты истечения с точками излома. [c.437]

К конич. автомодельным течениям относятся также автомодельные конич. волны разрежения и сжатия. В конич. волне разрежения пост, сверхзвуковой поток, текущий со скоростью Ui, непрерывно расширяясь, достигает макс. скорости Ммакс при истечении в вакуум [c.441]

Здесь Р] — давление внутри сосуда, из которого происходит истечение (ячейка Кнудсена), принимаемое равным давлению насыщенного пара Р2 — внешнее давление. При истечении в вакуум Р2 = О и р] =р — искомое давление. [c.413]

Если скорость поршня будет больше этой скорости, то между поршнем и газом образуется вакуум, причем скорость истечения в вакуум Пщах в этом нестационарном случае отличается от стационарной максимальной скорости (19) тем, что у последней перед величиной Сд вместо 2 к — 1) стоит множитель У 2 к — 1). Таким образом, например, для воздуха скорость истечения в вакуум при рассматриваемом нестационарном движении оказывается в 5 раз больше, чем в случае стационарного движения. При стационарном движении газа удельная кинетическая энергия истечения в вакуум, согласно (20), точно равна полной энтальпии в резервуаре, из которого происходит истечение в случае же нестационарного истечения кинетическая энергия в 21 к — 1) раз превосходит полную энтальпию. [c.152]

Максимально возможный угол поворота Эщах будет соответствовать истечению в вакуум (Г = 0, а = 0, М = оо) и равен [c.249]

Наконец, область, ограниченная плоскостью (iS 3), плоскостью, проходящей через прямые h и 1з, плоскостями 7ili,72 3, проходящими через h и I3 ортогонально к оси 1, является областью бегущей волны Римана с U2 = щ = 0. В пространстве годографа она отображается на прямую АО. Отметим, что угол между плоскостями (S2) и (iS 3), вдоль которых происходит истечение, не зависит от 7 и равен тг/З. Фронт истечения в вакуум (с = 0) образован тремя плоскостями li i и lih, пересекающимися в точке А, При этом ортогональна плоскостям (S2) и плоскость liji ортогональна ( 3) и плоскость hh ортогональна ( 2). Плоскость 72I3 соответствует фронту слабого разрыва, распространяющемуся по неподвижному газу. [c.85]

Техническая термодинамика Изд.3 (1979) -- [ c.354 ]

Динамика разреженного газа Кинетическая теория (1967) -- [ c.419 , c.422 ]

Теория и приложения уравнения Больцмана (1978) -- [ c.423 ]

Разностные методы решения задач газовой динамики Изд.3 (1992) -- [ c.77 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...