Скачок разрежения, невозможность его

Поскольку вывод и итоговое уравнение формально справедливы не только при pa/pi > 1, но и при О < рз/р < 1, т. е. при образовании скачка разрежения, то в последнем случае должно было бы быть 2 — Si < О, т. е. энтропия должна убывать. Но это противоречит второму началу термодинамики, следовательно,, образование скачков разрежения невозможно. Это доказывается также и анализом механизма образования в газах волн уплотнения и волн разрежения. [c.427]

Скачок разрежения, невозможность его 127 [c.734]

Как известно, конечные адиабатические скачки разрежения невозможны. Однако, если разбить угол K L на бесконечно большое число бесконечно малых углов, то мы перейдём от рассмотренной выше условной схемы с малыми скачками разрежения к непрерывному расширению газа вместо конечного числа слабых скачков получается бесконечное число характеристик — пучок характеристик. [c.111]

Ниже будет показано, что в адиабатических (без подвода тепла) скачках сжатия происходит увеличение энтропии газа,, а в адиабатических скачках разрежения, если бы они существовали, энтропия должна была бы уменьшаться. Этим доказывается законность существования адиабатических скачков давления и одновременно невозможность возникновения адиабатических скачков разрежения (как известно из термодинамики, в конечной замкнутой системе энтропия убывать не может). В полном соответствии с этим находится тот известный факт, что наблюдаемые иногда в действительности скачки разрежения (скачок конденсации, фронт пламени) получаются только при подводе тепла в область скачка, т. е. в таких условиях, когда и при скачке разрежения энтропия газа растет. Нужно заметить, что возникновение скачков разрежения при подводе тепла к газу отнюдь не противоречит процессу, изображенному на рис. 3.1, В самом деле, если в области пониженных давлений В за счет подвода тепла получается температура выше, чем в области 8 [c.115]

Рассмотрим соображения, позволяющие установить, какой из двух возможных режимов течения на выходе из цилиндрической смесительной камеры будет реальным. Очевидно, что если при Ti = оба потока на входе в камеру дозвуковые, то выравнивание скоростей при смешении также приведет только к дозвуковой скорости на выходе из камеры, т. е. Хз < 1. Сверхзвуковое решение уравнения (37) в этом случае соответствует физически невозможному скачку разрежения. [c.529]

Как показано ниже, скачкообразный переход через критическое состояние физически возможен только в сверхзвуковом потоке, который при таком переходе преобразуется в дозвуковой. Поскольку при этом плотность газа скачкообразно возрастает, этот переход получил название прямого скачка уплотнения. Аналогичный переход дозвукового потока в сверхзвуковой должен был бы иметь характер скачка разрежения, однако его существование противоречит второму закону термодинамики и потому невозможно (см. п. 11.6). [c.420]

Поскольку при этом плотность газа скачкообразно возрастает, то этот переход получил название скачка уплотнения. Аналогичный переход дозвукового потока в сверхзвуковой должен был бы иметь характер скачка разрежения, однако его существование противоречит второму закону термодинамики и потому невозможно (см. 6 этой главы). [c.444]

Отсюда S2—Si будет положительным (энтропия увеличивается) при Ма 1>1. Если бы начальное число Маха было меньше единицы, уравнение (14-61 а) означало бы, что энтропия уменьшается. Это противоречит второму закону термодинамики, из чего можно заключить, что резкие скачки разрежения, приводящие к уменьшению давления и плотности, невозможны. [c.366]

Состояний, соответствующих режиму сильной дефлаграции, нельзя достичь аналогичным образом, т. е. помещая адиабатический скачок в каком-либо месте внутри зоны теплоподвода, так как скачок в этом случае был бы скачком разрежения, что невозможно в нормальном газе. [c.116]

При повышении давления в окружающем пространстве регулярное отражение скачка от линии симметрии сменяется неправильным— маховым (рис. 3.15.12,6, см. также рис. 3.15.7,6). Вызванная взаимодействием отраженного скачка со свободной границей волна разрежения приводит к ускорению дозвукового потока за центральным маховым скачком это ускорение может разогнать поток в центральной части струи до сверхзвуковой скорости. При дальнейшем повышении давления махов скачок перекрывает все сечение канала. Повышение давления в окружающем пространстве до значения, большего давления за прямым скачком, делает невозможным истечение струи без ее перестройки внутри канала. [c.317]

Эта же зависимость была получена в 1 главы III для коэффициентов скорости до и после прямого скачка уплотнения. Поскольку в прямом скачке полная энергия, пмпульс и расход газа не изменяются, все уравнения камеры смешения сохраняют силу, если где-либо в камере возникнет скачок уплотнения. В этом смысл неоднозначности решения уравнения (30). Одпако не оба значения Хд реально возможны. Так, например, при Xj < 1 и Xg < 1 реально лишь дозвуковое решение для сверхзвуковое решение при этом соответствует физически невозможному скачку разрежения. [c.322]

Нетрудно убедиться в том, что точка 3, расположенная на бесконечной ветви строфоиды, соответствует случаю скачка разрежения (так как У2>У1), и, следовательно, эти две ветви строфоиды, как физически невозможные, должны быть отброшены. [c.391]

Д5< 0, что невозможно при отсутствии энергетического обмена с внешней средой, так как противоречит второму закону термодинамики. Отсюда следует, что скачки разрежения в энергетически изолированном течении не могут возникнуть, так как это противоречило бы второму началу термодинамики. Однако, как показано в гл. 3, в сверхзвуковом течении волна разрежения с непрерывным паде- [c.152]

Пусть свободный, не подверженный внешним влияниям атом находится в возбужденном состоянии с энергией Е2. С точки зрения классической физики атом начинает излучать сразу же после того, как он попадает в возбужденное состояние, и этот процесс длится в течение некоторого времени т (см. 1.5). По квантовым представлениям, самопроизвольный переход атома при отсутствии внешних воздействий из возбужденного состояния Е2 в основное Е1 с испусканием фотона (спонтанное излучение) происходит мгновенно, скачком. В какой именно момент произойдет этот переход, предсказать невозможно. Момент испускания фотона есть случайная величина, суждения о которой могут носить лишь статистический характер. Обозначим через А2 вероятность спонтанного перехода атома в единицу времени из возбужденного состояния в основное. Рассмотрим совокупность очень большого числа одинаковых атомов, которые образуют настолько разреженный газ, что взаимодействием между атомами можно пренебречь. Пусть в момент времени I в первом возбужденном состоянии Е2 находится N2 атомов. В тече- [c.437]

Г. И. Покровский подчеркнул невозможность существования скачка уплотнения в грунтах с полого возрастающей компрессионной характеристикой и указал на большое влияние свободных поверхностей или искусственно созданных свободных полостей на распределение энергии разрушения в пространстве. Как только волна сжатия доходит до свободной поверхности, сжатое тело начинает расширяться и возникает волна разрежения, вызывающая растягивающие напряжения, В акустическом приближении эта волна соответствует источнику растяжения, являющемуся зеркальным отображением заряда относительно свободной поверхности. Отраженная волна растягивающих напряжений производит несравненно большие разрушения, чем волна сжатия. Этот механизм аналогичен механизму явления откола, В зависимости от механических свойств горных пород и расположения зарядов относительная доля прямой и отраженной волн в общем разрушении будет различной. Основываясь на общей качественной картине разрушения и простых расчетных схемах, Г, И, Покровский предложил ряд удобных формул, нашедших широкое применение во взрывном деле в широком диапазоне изменения параметров. [c.454]

Если поток за скачком дозвуковой, то по нему от точки О не может отходить ни скачок, ни волна разрежения, т. е. в предположении автомодельности решения поток за скачком должен был бы сохраняться однородным вплоть до свободной границы, что невозможно, так как при этом не будет удовлетворено требуемое граничное условие р р. > [c.309]

Невозможность существования ударной волны разрежения можно пояснить следующим образом. Такая волна распространялась бы по невозмущенному газу с дозвуковой скоростью ио <С с . Значит, если в какой-то момент времени и возникнет состояние, подобное изображенному на рис. 1.32, б, то возмущение от скачка плотности и давления побежит вправо со скоростью звука Со, обгоняя ударную волну через некоторое время разрежение охватит газ перед разрывом , и разрыв попросту [c.59]

При наличии разрывов величии, характеризующих течение газа, в точках поверхности разрыва должны йыть выполнены условия, также вытекающие из закона сохранения массы, ур-ния кол-ва движения и закона сохранения энергии. Существуют поверхности разрыва, сквозь к-рые отсутствует поток вещества (т. и. тангенциальные разрывы). Удо.р)1ая волна является нонерх-постью разрыва, к-рая пересекается частицами. При переходе через такую поверхность разрыва энтропия частиц изменяется, причём для обычно рассматриваемых сред так, Что энтропия увеличивается тогда, когда плотность и давление возрастают, а скорость уменьшается. В противном случае энтропия уменьшается, Т. к. в соответствии со вторым законом термодинамики при адиабатич. процессах энтропия не может умень-1[1аться, то в таких средах скачки разрежения невозможны, а существуют только скачки унлотнеиня. При этом скорость газа перед скачком — сверхзвуковая. [c.380]

На рис. 8-12, г и д приведены спектры второй группы режимов (еа>Ёр). При неизменных начальных параметрах увеличение давления среды приводит к образованию на срезе двух косых скачков уплотнения АС и Л С, пересекающихся на оси. Косые скачки выходят на свободную границу струи (после пересечения в точке В углы косых скачков увеличиваются). Из точек С и i в поток распространяются волны разрежения, отражающиеся от свободной границы в виде волн уплотнения, и т. д. При некотором отношении давлений e = e нормальное пересечение косых скачков становится невозможным и система двух косых скачков перестраивается в мостообразный скачок. Последующее повышение еа вызывает деформацию мостообразного скачка и постепенный переход его в криволинейный, расположенный в выходном сечении сопла (при а = ек). [c.227]

С научной точки зрения невозможность подобного процесса можно выразить, сказав, что энтропия бы уменьшилась. Можно доказать, что для того чтобы сделать возможным отрицательный скачок в потоке, тепло следовало бы передать от области с более низкой температурой позади волны разрежения в область с более высокой температурой против потока. Таким образом, скачок разрежения противоречит второму закону термодинамики. Скачок сжатия требует только нередачи тепла от более высокой температуры к более низкой и создает увеличение энтропии в газе, как это доказали Ранкин и Гюгонио. [c.129]

ТОЛЬКО ее первого начала, выражающего закон сохранения энергии, но и второго начала—закона неубывания энтропии в замкнутых адиабатических системах. Теорема Цемплена о невозможности скачков разрежения в газе, позволившая придать завершенный вид первому этапу развития теории разрывных движений сжимаемых сред, долгое время была уникальным примером использования второго начала термодинамики в механике сплошных сред. [c.6]

Ниже будет показано, что в адиабатических (без подвода тепла) скачках сжатия происходит увеличение энтропии газа, а в адиабатических скачках разрежения, если бы они существовали, энтропия должна была бы уменьшаться. Этим доказывается законность существования адиабатических скачков давления и одновременно невозможность возникновения адиабатических скачков разрежения (как известно из термодинамики, в конечной замкнутой системе энтропия убывать не может). В полном соответствии с этим находится тот известный факт, что наблюдаемые иногда в действительности скачки разрежения (скачок конлон- [c.72]

Предположим теперь, что газ из состояния Рь Р1 перешел скачкообразно в состояние р-2, Рг путем скачка разрежения, т. е. раСГР и раС р . Нетрудно убедиться, что для скачков разрежения ударная адиабата пойдет ниже изэнтропы и, следовательно, при одной и той же плотности о о давление р2<р2из. Но тогда, проводя выкладки аналогично предыдущему, получим 5з<51, т. е. энтропия изолированной системы при скачках разрежения должна уменьшаться. Так как подобное уменьшение энтропии противоречит второму закону термодинамики, то отсюда следует вывод о невозможности существования в адиабатических процессах скачков разрежения [c.351]

Следует иметь в виду, что условие адиабатичности, на котором основы вается приведенный выше вывод о невозможности скачка разрежения, весьмя суш,ественно. Пр неадиабатических процессах скачки разрежения возможны н наблюдаются на практике (так называемые скачки конденсации). [c.351]

Любая точка ветви строфоиды, уходящей в бесконечность, фор мально дает решение для скачка уплотнения. Рассматривая, напрИ мер, точку Р на рис. 4.4.2, можно считать, что для скачка уплотне- ния, за которым направление скорости изменилось на заданную величину угла рс. скорость увеличилась скачком до величины Хг, оп ределяемой длиной отрезка Ор. При этом скачком уменьшились бь и давление и плотность. Иными словами, в данном случае имел б1 место не скачок уплотнения, а скачок разрежения. Однако физически образование таких скачков невозможно. Чтобы доказать это воспользуемся формулой (4.3.6) для изменения энтропии. Применя [c.172]

Теоретический интерес к изучению волновых процессов в газах привел к открытию в середине XIX в. ударных волн. Нарушение симметрии акустических волн большой амплитуды отмечалось еще Стоксом (1848), который занялся впервые и вопросом о скачках плотности в потоке (1851). Вплотную к уравнениям на скачках подошел С. Ирншоу , но первое математическое gQ обоснование возможности возникновения скачков в потоке принадлежит Б. Риману , который обнаружил существование двух семейств волн (инварианты Римана) и использовал условия сохранения массы и количества движения на скачке. Однако Риман допустил олибку, приняв для газа при прохождении ударной волны адиабатическую зависимость р(р), что повлекло нарушение условия сохранения энергии на скачке. Вполне строгий (хотя и не очень четко изложенный) термодинамический подход к из5П1ению ударных волн дан В. Ренкином который получил полное решение задачи о скачках. В его работе отсутствуют, впрочем, некоторые важные следствия, которые, по сути дела, вытекают из его рассуждений и уравнений. Так, например, он ссылается на устное указание В. Томсона о неустойчивости ударной волны разрежения и не замечает, что из наложенного им условия баланса тепла в ударной волне следует при помощи очевидных термодинамических соображений невозможность существования ударных волн разрежения — факт, окончательно установленный только в 1904—1905 гг< Г. Цем-пленом. [c.80]

Во втором случае при увеличении [/дг точка М доходит до точки 7, соответствующей режиму Ченмена-Жуге. Дальнейшее увеличение [/дг становится при этом невозможным. Если после установления такого режима уменьшать угол конуса, то это не приведет к изменению течения перед фронтом пламени, а вызовет появление за ним конической волны разрежения, замыкаемой скачком уплотнения с последующим течением сжатия, аналогично рассмотренному выше течению с волной детонации Ченмена-Жуге. В пределе, когда угол конуса обращается в нуль, волна сжатия исчезает, а замыкающий волну [c.51]

К. Осватичем было обнаружено, что даже в случае ножевой входной кромки при расчетных углах входа потока в решетке может возникать сложная система скачков. Анализ этих результатов показывает, что головные скачки, возникающие перед решеткой, формально можно разделить на три основные группы скачки, обусловленные толщиной и формой входной кромки, скачки, зависящие от формы межлопаточного канала (скачки запирания межлопаточного канала), и скачки (или волны разрежения), обусловленные нерасчетным углом входа потока в решетку В реальных условиях эти скачки разделить практически невозможно, так как они образуют единую сложную систему. [c.547]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...