Сжимаемость в критической области

Эксперименты в критической области трудно осуществить, главным образом потому, что некоторые из параметров принимают здесь аномальные значения. Например, из-за очень большой величины сжимаемости в критической области становятся существенными гравитационные силы, действующие на образец. Кроме того, образец может стать макроскопически неустойчивым из-за конвективных потоков, возникновение которых обусловлено сильной зависимостью плотности и удельной теплоемкости от температуры. Среди прочих эффектов следует отметить увеличение в некоторых случаях влияния примесей нужно упомянуть также, что время установления в системе термодинамического равновесия иногда очень велико (до нескольких дней). Поправки к обычным измерениям, малые в нормальных условиях, могут стать довольно большими. В качестве примера при- [c.232]

Величина коэффициента сжимаемости в критической точке для различных веществ лежит в пределах 2к = 0,23— 0,33. При температурах от до = 2 2,2)Тк все изотермы имеют минимум. Следовательно, в этой области при постоянной температуре отклонения от идеального газа с ростом давления вначале увеличиваются, а затем уменьшаются. [c.23]

Известно, что в критической области коэффициент изотермической сжимаемости Кт и коэффициент теплопроводности описываются простыми степенными зависимостями вида [c.48]

С осью ординат дают величину изотермической сжимаемости. По мере приближения Т к Тс ординаты этих точек уменьшаются, что находится в соответствии с рассмотренными выше свойствами изотермической сжимаемости. Наклон кривых дает значение 5 , умноженное на изотермическую сжимаемость. Линии параллельны, откуда следует, что указанное произведение в критической области имеет приблизительно постоянную величину. Эта постоянная пропорциональна характерному межмолекулярному расстоянию, обсуждавшемуся в работах Орнштейна и Цернике [58] и Дебая [15]. Линейность графика на фиг. И показывает также, что т] гораздо меньше единицы. Однако из-за экспериментальных ошибок и из-за того, что измеренные значения недостаточно малы, нельзя исключить возможность малых ненулевых значений т]. [c.255]

Другая основная величина — изотермическая сжимаемость,— сильно расходится в критической точке. Расходимость определяется показателем у, о котором имеются весьма скудные сведения. Его значение, по всей видимости, находится в области 1,1—1,3. Возможные различия этого показателя для жидкого, газообразного и парообразного состояний в критической области также не установлены. По-видимому, можно считать достаточно хорошо экспериментально установленным, что удельная теплоемкость при постоянном объеме и адиабатическая сжимаемость имеют логарифмическую особенность ). В случае системы жидкость — газ особый интерес представляет поверхностное натяжение, изучение которого, однако, требует дальнейших экспериментальных и теоретических усилий. В настоящее время показатель для непроводящих жидкостей, определенный на основе экспериментальных данных, находится в хорошем согласии с другими результатами. Величина ц для жидких металлов фактически неизвестна. [c.270]

На рис. 3.10 приведена граница инверсии скорости звука в водяном паре, которая является геометрическим местом точек таких значений put, при которых скорость звука в водяном паре имеет минимум Аналогичные зависимости, приведенные к критическим параметрам для водорода (кривая 1) и углекислого (кривая 2) газа, изображены на рис. 3.11. Эти кривые построены как результат анализа зависимостей, приведенных на рис. 3.8 и 3.9. Совершенно очевидно, что полученные на рис. 3.10 и 3.11 графики р = f t) являются геометрическим местом не только точек, в которых имеет минимум температурная зависимость скорости звука, но и таких, в которых постоянными остаются показатель изоэнтропы (к = 2 для Н О и СО и = 2,4 для Нг) и объемное соотношение сжимаемой и конденсированной фаз ((3 = 0,5) в реальном газе. Из анализа табличных данных термодинамических свойств различных газов можно установить, что при определенных значениях р и Т в закритической области состояния имеется минимальное (Эр/ЗПр и максимальное (dv/dT)p значения производной. С точки зрения возможности построения границы инверсии температурной зависимости скорости звука для различных газов интересно выяснить, не совпадают ли с ней экстремальные точки указанных выше производных. С этой целью запишем плотность реального газа как плотность однород- [c.61]

Физические свойства газов при достаточно высоких температурах и небольших давлениях (точнее, вдали от кривой насыщения и около-критической области) лишь в малой степени зависят от давления исключая плотность й кинематическую вязкость. Если скорость движения газа невелика и, следовательно, изменение давления потоке мало по сравнению с абсолютным давлением, то р и, тем более, другие физические свойства газа можно считать не зависящими от давления. В этом случае газ подобно капельной жидкости можно рассматривать как несжимаемую среду. При движении газа с большой скоростью изменение давления в потоке может быть весьма значительным. В этом случае сжимаемость газа, т. е. зависимость р (а, значит, и V) от р, необходимо учитывать. Что же касается других свойств (Ср, х, Я), то их обычно принимают не зависящими от р. [c.26]

Сжимаемость и соответствующая полная интегральная интенсивность рассеянного в СОг света приводились на фиг. 2 и 3. На фиг. И изображено отношение интенсивности центральной компоненты к интенсивности компонент Бриллюэна — Мандельштама. Поскольку для СОг рассматриваемые частоты фононов гораздо выше частоты колебательной релаксации [79], отношение интенсивностей дается модифицированной формулой Ландау — Плачека (63) с колебательной удельной теплоемкостью j = 0,06 кал/г-К [111]. В спектре света, рассеянного разреженным газом, а также жидкостью большой плотности, интенсивность более или менее равномерно распределена между центральной компонентой и боковыми компонентами. В надкритической области преобладает релеевская компонента. Однако интенсивность компонент Бриллюэна — Мандельштама, пропорциональная с , также возрастает по мере приближения к критической точке, хотя и гораздо медленнее. [c.133]

Область состояний вблизи критической точки жидкость — пар в которой выводы термодинамической теории для флуктуаций плотности (7.100) теряют силу, невелика. При приближении к критической точке изотермическая сжимаемость Рг возрастает н.г два порядка и более. Так, для жидкого СО2 вдали от Гк Рг [c.176]

Закономерности изменения термических свойств реальных газов в основном рассмотрены нами в предыдущем параграфе. В частности, эти закономерности очевидны из р, V-, V, Т- и р, Г-диаграмм, приведенных на рис. 6-11 — 6-13. Как видно из рис. 6-11, докритические изотермы в газовой фазе идут значительно более полого, чем в жидкой фазе это неудивительно — газ имеет значительно большую (по абсолютной величине) изотермическую сжимаемость ди/др)т, чем жидкость. Аналогичный характер имеют и сверх-критические изотермы по тем же причинам в области удельных объемов [c.182]

Следует иметь в виду, что положение на рис. 12-10 линий, ограничивающих реальную область преобразования сжимаемого потока в несжимаемый, существенно зависит от числа Маха и интенсивности теплообмена. Как известно, критическое число Рейнольдса уменьшается с увеличением числа Маха и изменением адиабат- [c.443]

Влияние сил тяготения на состояние термодинамической системы (представляющей собой, например, газ или жидкость, заключенные в сосуд) проявляется в первую очередь благодаря изменению давления по высоте. При умеренных высотах рассматриваемого сосуда это изменение, как правило, ничтожно мало по сравнению с абсолютной величиной давления в сосуде, и, следовательно, влияние изменения р с высотой в большинстве случаев пренебрежимо мало — именно поэтому зачастую влияние тяготения не учитывается. Однако для тех состояний вещества, в которых сжимаемость вещества велика, даже незначительное изменение давления по высоте сосуда будет приводить к заметному изменению плотности и других термодинамических свойств вещества по высоте сосуда. Говоря о состояниях, в которых сжимаемость вещества весьма велика, мы прежде всего имеем в виду околокритическую область напомним, что в самой критической точке изотермическая сжимаемость чистого вещества бесконечно велика [c.162]

Температура То = А / Л, выше которой выражение в правой части (26.13) стало бы отрицательным, весьма велика. Например, для воды при Р = атм она составляет около 5000 К, что значительно превышает критическую температуру, равную 647 К. Поэтому во всей области температур, в которой формула (26.13) применима, второе слагаемое представляет собой малую добавку к изотермической сжимаемости идеального газа, равной Р . [c.135]

Представленная на рис. 1.13, г, р-диаграмма для СО2 имеет вид, характерный для всех реальных газов. Как видно из этой диаграммы, отклонения свойств реального газа от идеального различны для разных областей параметров состояния и достигают максимального значения вблизи критической точки. Коэффициент сжимаемости в критической точке 2к для различных веществ лежит в пределах 0,23—0,33. При температурах от Тк до Т б = = (2-5-2,2)Гк все изотермы имеют минимум. Следовательно, в этой области при постоянной температуре отклонения от идеального газа с ростом давления вначале увеличива-йтся, а затем уменьшаются. [c.21]

Однако это утверждение ставится под сомнение авторами [193], которые отмечают следующие недостатки уравнения (4.76). Форма критической изотермы передается неверно, к тому же не ясно, выполняется ли условие Р(ркр, Т кр)—/ кр. Критическая изохора имеет аналитический характер. Изотермическая сжимаемость на критической изохоре является аналитической функцией температуры. Таким образом, уравнение (4.76), хотя оно передает отдельные особенности термодинамического поведения веществ в критической области (например, v) и позволяет описывать исходные данные в достаточно широком диа пазоне параметров, нельзя считать вполне обоснованным для применения в узкой окрестности критической точки. [c.128]

Эти два простых выражения уже дают информацию о наиболее важных свойствах критического поведения. Действительно, наиболее заметным макроскопическим свойством системы в критической точке является обращение сжимаемости в бесконечность Хг (2 с) = оо- Это означает, что при температуре, равной критической, иетеграл в правой части (9.6.1) должен расходиться. Но, как мы знаем, для реалистичных потенциалов молекул с твердой сердцевиной функция Vg (г) ведет себя на малых расстояниях регулярно следовательно, мы приходим к выводу, что у Vg (г Гс) должен появляться очень длинный хвост, который и вызывает расходимость иетеграла. Таким образом, в критической точке система характеризуется корреляциями с бесконечным радиусом, даже если взаимодействия имеют конечный радиус. Другими словами, в критической области каждая молекула испытывает влияние большого числа других молекул такое влияние сказывается не прямь образом (так как взаимодействия имеют конечный радиус), а через длинную цепочку соседних молекул, которые оказывают когерентное воздействие. Обращаясь к формуле (9.6.2), это можно выразить по-другому фурье-образ парной корреляционной функции с нулевым волновым вектором (т. е. с бесконечной длиной волны) стремится к бесконечности в критической точке. [c.349]

В гл. 6 (авторы П. Эгельстаф и Дж. Ринг) анализируются экспериментальные данные, касающиеся критической области. Развитие экспериментальных методов и теории позволило поднять на новый, более высокий уровень исследование фазовых переходов вообще и критаческих явлений в частности. За последние годы явления в критической области подверглись интенсивному и всестороннему изучению. Установлена связь между межмолекулярным взаимодействием и параметрами критической точки, исследованы влияние гравитационного поля на развитие флуктуаций вблизи критической точки, скорость распространения и поглощение ультразвука, сжимаемость, теплоемкость, диффузия, поверхностное натяжение и другие свойства. Полученные данные свидетельствуют о непригодности классического термодинамического уравнения состояния для описания поведения вещества вблизи критической точки. Эти вопросы рассмотрены в данной главе, однако авторы, естественно, осветили их с позиций задач настоящей книги, сконцентрировав внимание на критических явлениях в простых жидкостях. Читателю, желающему познакомиться с современной проблематикой физики фазовых переходов и критических явлений, следует обратиться, например, к книгам Р. Браута [6] и М. Фишера [7]. Кроме того, в издательстве Мир выходят в свет новые монографии по этой тематике [8,9]. [c.7]

Надежные измерения поправки Орнштейна — Цернике вблизи критической точки газ — жидкость почти совершенно отсутствуют. В большинстве экспериментов по рассеянию света в газах в критической области (С2Н4, 8Гб, СО2) измерения проводились либо для фиксированного угла рассеяния (обычно 0 = 90°), либо в проходящем свете [28, 7, 135, 136, 15, 170]. Поэтому в настоящее время едва ли можно говорить об определении корреляционной функции или сжимаемости вблизи критической точки но результатам измерения рассеяния света. Авторы настоящей статьи произвели некоторые предварительные измерения ) рассеяния видимого света в СО2 в области критической опалесценции в интервале углов 15° < 0 <С 135°. В этом интервале не обнаружено угловой зависимости даже при температурах, отличающихся от критической на одну сотую градуса. Однако, поскольку вблизи критической точки не замечено соответствующего возрастания коэффициента экстинкции, вполне возможно, что при Т — Гс < 0,1 °С многократное рассеяние уже маскирует истинное поведение, согласующееся с теорией Орнштейна — Цернике. [c.117]

При нормальных условиях низкочастотную скорость звука можно выразить через адиабатическую сжимаемость, а поглощение звука — через вязкость и коэффициент теплопроводности (подробнее см. гл. 4). Однако в критической области обычные выражения, но-видимому, не справедливы (п. 4) в силу весьма большого поглощения и соответственно большого частотного сдвига. Тем не менее для определения адиабатической сжимаемости и, следовательно, для оценки а другим способом применялась обычная теория. На фиг. 10 представлены результаты Чейза и др. [10] по адиабатической сжимаемости гелия. Эти результаты получены путем измерения скорости звука как функции температуры и применения формулы, связывающей скорость с плотностью и сжимаемостью [гл. 4, формула (32)]. Б пределах экспериментальной ошибки обнарун<ена логарифмическая [c.250]

Цумура и Страти вычислили значения ш по данным [82] о сжимаемости и по калорическим данным Родера [73] и отмечают, что отклонения опытных данных от расчетных в критической области велики, а при Т<270 К не превышают [c.27]

Часто p—v—Т -свойства газов и жидкостей характе. ризуют безразмерной величиной Z = pvlRT, которая называется фактором сжимаемости. На рис. 4.1 показаны p—i —7 -соотношения в жидкостях и газах в виде семейства кривых Z = Z(T р,), где Tr=TjT р, = р1рс Тс и Рс — приведенные температура н давление Гс п Рс— критические температура и давление. В широкой области давлений и температур значения Z, приведенные на рис. 4.1, отличаются от экспериментальных не более чем на 4—6 % для большинства веществ (кроме сильно полярных) [5]. [c.87]

Однако закон соответственных состояний выполняется лишь приближенно. Показать это можно на следующем примере. Так как из закона соответственных состояний следует, что значения коэффициента сжимаемости подобных веществ при одинаковых приведенных температуре и давлении т и я должны быть равны, то, в частности, значение этого коэффициента в критической точке 2к= —pкVк RTк для всех веществ должно быть одинаково. В действительности же для реальных веществ значение этой величины не одинаково, а лежит в интервале 0,23— 0,33, что свидетельствует о приближенном характере закона соответственных состояний. Этот закон лучше выполняется для газов в области высоких температур (т>1,2) и хуже при приближении к двухфазной области "и в области жидкости. [c.36]

Из приближенной формулы Графа следует, что в ламинарной области фильтрации линейная критическая скорость псевдоожижения не должна зависеть, даже для сжимаемых жидкостей (газов), от давления, по крайней мере в области невысоких давлений порядка 1 —10 ата. Для этой области, как известно [Л. 98], влиянием давления на динамический коэффициент вязкости можно пренебречь. Независимость от давления (в ламинарной области) подтверждена опытами Сеченова и Альтшулера [Л. 336] по псевдоожижению алюмосиликатного катализатора азотом при давлениях от 1 до 16 ата. Для так называемой турбз лентной области фильтрации Сеченов и Альтшз лер обнаружили, что линейное Шц.у изменяется обратно пропорционально корню квадратному из плотности газа, т. е. несколько уменьшается с повышением давления. [c.60]

Как видно из анализа уравнения (3.17), объемное газосодержание является функцией показателя изознтропы двухфазной смеси к и показателя изоэнтропы сжимаемого компонента kj, (критическое отношение давлений е является однозначной функцией к). Для конкретного реального газа объемное газосодержание идеального газа в реальном будет зависеть только от показателя изоэнтропы последнего. Используя значения к для водяного пара в закритической области состояния [42] с помощью зависимости (3.17), рассчитали значения /3 для водяного пара. При этом удалось убедиться, что всем минимальным значениям скорости звука отвечает значение /3 = 0,5 (рис. 3.7). При 0 = 0,5 зависимость (3.17) дает значение к = 2,0 (для трехатомного идеального газа f p = 9/7), т.е. при всех значениях put, при которых а = /( )р имеет минимум, показатель адиабаты реального трехатомного газа должен быть равен 2, что находится в полном соответствии с данными рабо- [c.59]

Ранее [17] установлено, что при критическом истечении однофазной жидкости влияние сжимаемости ок ывается определяющим при протекании процесса в области, автомодельной по числу Рейнольдса (Re), при этом влияние диссипативных сил в околозвуковой области течения становится исчезающе малым вследствие вырождения турбулентности. Однако практическое использование этого эффекта в трубах при движении в них однофазных сред проблематично, прежде всего, из-за большой скорости звука в таких средах. Кроме того, влияние этого эффекта при движении однофазной среды реализуется лишь на очень коротком участке трубы, примыкающем к выходному сечению трубы, так как скорость звука в адиабатном канале постоянного сечения при движении в нем однофазной среды достигается лишь один раз на выходе из канала. Иначе обстоит дело со скоростью звука в двухфазном потоке как показано в [55], при одних и тех же параметрах торможения в зависимости от структуры двухфазного потока и степени термического и механического равновесия фаз в нем скорость звука может меняться в очень широких пределах. Кроме того, в настоящее время теоретически обоснован и экспериментально подтвержден тот факт, что скорость звука в двухфазном потоке при определенном соотношении фаз может оказаться на два порядка ниже, чем в жидкой фазе. Таким образом, трансзвуковой режим течения может быть достигнут на конечном участке длины трубопровода при умеренных значениях скорости звука (несколько десятков и даже несколько метров в секунду). В этом случае коэффициент сопротивления является функцией не только вязкости потока, но и его сжимаемости, определяемой числом Маха. Более того, при движении с околозвуковой скоростью влияние wi nnaTHBHbLX сил становится исчезающее малым вследствие вырождения турбулентности. Уменьшение потерь на трение при больших массовых расходах отмечалось в опытах при движении двухфазной смеси в замкнутых контурах циркуляции [32]. Таким образом, при критическом истечении влияние сжимаемости [c.119]

В закритической области вещество находится в однородном состоянии, и в нем отсутствует резкое разделение на отдельные фазы, что имеет место при пересечении пограничной кривой вдали от критической точки. Различие между жидкостью и паром в этой области носит лишь количественный характер, поскольку между ними можно осуществить непрерывный переход без выделения или поглощения скрытой теплоты изменения агрегатного состояния. Однако в указанных переходах непрерывный ряд микроскопических однородных состояний содержит области максимальной микроскопической неоднородности флуктуац ионного характера. Существование такой микроскопической неоднородности связано с падением термодинамической устойчивости первоначальной фазы и с возникновением внутри >нее островков более устойчивой фазы. Указанная внутренняя перестройка вещества, несмотря на свою нелрерывность, имеет узкие участки наибольшего сосредоточения, которые обусловливают появление резких скачков теплоемкости, сжимаемости, коэффициента объемного расширения, вязкости и других свойств вещества. Эти явления демонстрировались рис. 1-5, где был показан характер изменения критерия Прандтля для воды, и перегретого водяного пара от температуры и давления, и рис. 1-6 — для кислорода в зависимости от температуры при закритическом давлении. Из графиков следует, что при около- и закритиче-ских давлениях наряду с областями резкого изменения физических параметров имеются области, где они изменяются с температурой незначительно. При высоких давлениях в области слабой зависимости тепловых параметров от температуры теплоотдача подчиняется обычным критериальным зависимостям. В этом случае при проведении опытов можно не опасаться применения значительных температурных перепадов между стенкой и потоком жидкости, обработка опытных данныл также не [c.205]

Строго фиксированное положение критической точки на диаграмме состояния, характеризующееся соответствующими значениями температуры, давления, плотности и коэффициента сжимаемости, возможно только для индивидуальных соединений [47-51]. Для смесей веществ, каждое из которых имеет свою критическую точку, можно говорить лищь о некоторой критической области, которую можно характеризовать усредненными значениями указанных выще параметров [52]. Поскольку определение этих усредненных критических параметров методами, развитыми для индивидуальных соединений, обычно невозможно, наиболее целесообразно определять эти параметры по универсальным зависимостям теплофизических свойств, представленных в приведенных величинах, которые могут быть получены для каждой данной фуппы термодинамически подобных веществ. [c.280]

У спешная попытка улучшить однопараметрическую модель турбулентной вязкости z/ -92 была предпринята в [13] (Глава 10.9). Введением в модель новых членов и тщательным тестированием модельного уравнения на многочисленных течениях в струях, пограничных слоях, отрывных и сжимаемых течениях удалось заметно повысить точность и универсальность модели. В настоящее время лишь несколько одно-и двухпараметрических моделей имеют сравнимую с z/ -92 точность и универсальность описания турбулентных течений [14]. Роль крупномасштабных пульсаций особенно сильно проявляется при взаимодействии турбулентного потока с обтекаемым телом. В частности, такая ситуация наблюдается в так называемом бессдвиговом пограничном слое и вблизи передней критической точки. Традиционные модели сильно завышают тепловые потоки в этой области течения. В [15 (Глава 10.10) описана новая двухпараметрическая модель для турбулентной вязкости и масштаба, позволяющая более точно описывать течение в бессдвиговом пограничном слое. Модификация модельных уравнений для более точного предсказания течения и теплообмена в критической точке описана в [16. [c.351]

До недавнего времени этот результат неоднократно подтверждался в пределах ошибок эксперимента для систем в критической точке и считался согласующимся с общепринятой термодинамической теорией Ландау и Лифшица [46]. В критической точке, как известно, производная от давления по объему при постоянной температуре стремится к нулю др1дУ)1 = 0 следовательно, удельная теплоемкость при постоянном давлении Ср стремится к бесконечности, в то время как теплоемкость при постоянном объеме адиабатическая сжимаемость и скорость звука остаются конечными. Такие выводы и вся общепринятая термодинамическая трактовка критического состояния основаны, однако, на определенных предположениях о поведении термодинамических функций вблизи критической точки в частности, предполагается, что термодинамические величины (как функции F и Г) не обнаруживают математической сингулярности вдоль кривой, ограничивающей область, в которой вещество не может существовать как гомогенная фаза ни в стабильном, ни в метастабильном равновесии. [c.194]

Можно показать, что если в начальный момент времени число молекул в единице объема исследуемых газов различно, то в процессе диффузии должно быть неравенство концентраций продиффундировавших газов. Можно также показать, что расхождение концентраций продиффундиро-вавших газов будет тем больше, чем сильнее отличаются степени сжимаемости исследуемых газов. Поэтому только вдали от критической области исследуемых газов концентрации их будут численно равны. Соответствующие расчеты для смесей водорода и гелия с углекислым газом показали, что только при температурах выше 600° К (равновесные молярные) концентрации практически одинаковы. [c.69]

Содер кащиеся в литературе [1—6] экспериментальные данные по термодинамическим свойствам гексафторида урана 11Гв относятся лишь к состоянию насыщения твердого и жидкого иРв и нередко противоречат одни другим. Наиболее полно давление насыщенного пара над жидкостью исследовано Оливером [6] в диапазоне температур от тройной до критической точки. В наиболее поздней работе [7] приведены по два значения для критической температуры иГв (503,4 и 505,8° К), давления (46,1 и 46,6 бар) и плотности (1,39 и 1,41 г]см ). В литературе отсутствуют сведения об экспериментальном исследовании сжимаемости 11Рв в газожидкостной области. В работе [8] приведены термодинамические параметры газообразного иГв до температуры 1500° К и давления 300 бар, а также данные о его свойствах в состоянии насыщения, рассчитанные методом термодинамического подобия. В данной работе подводится итог проведенных исследований в области плотного газа и жидкости [9—11]. [c.142]

Иногда высказываются соображения ), что тождертвенность выражений (7.6.1) —(7.6.3) означает справедливость равенства др1дь)х,с1(Т1С )с = 0. Это значит, что если С и стремится к бесконечности в критической точке, то медленнее, чем сжимаемость Кх- Разумеется, при конечном значении Т С )с, даже если оно пренебрежимо мало, первая и вторая производные р по V при постоянной температуре должны быть равны нулю, и критическое состояние определяется условиями механической устойчивости. Иначе говоря, в однофазной области вблизи должны выполняться условия [c.249]

В области горла происходит ламинаризация пограничного слоя под влиянием отрицательного градиента давления. Толщина вытеснения в критическом сечении без учета сжимаемости (15.35) будет б = 0,375 6 0,17 мм. [c.310]

Здесь представлены примеры численного исследования обтекания затупленных конусов под углом атаки потоком сжимаемого газа. Набегающий поток характеризуется большими числами Маха и Рейнольдса (КСоо 10 10 ), и ламинарный режим течения переходит в турбулентный вблизи передней критической области, поэтому трехмерное течение предполагается турбулентным. На характеристики теплообмена в пограничном слое в значительной степени сказывается величина температурного фактора поэтому [c.345]

Выполнено численное моделирование конвекции вблизи термодинамической критической точки в квадратной области с боковым подогревом на основе уравнений Навье-Стокса сжимаемого газа с уравнением состояния в форме Ван-дер-Ваальса. При сравнении околокри-тической жидкости и совершенного газа с параметрами, равными реальным параметрам среды вблизи критической точки, получено, что динамика двух сред качественно различается при развитии конвекции, однако в установившемся течении характеризуется определенным подобием. Рассмотрено влияние определяющих безразмерных параметров на характеристики стационарного течения и теплопереноса. [c.143]

В окрестности критической точки среда не является совершенным газом и характеризуется аномальным ростом сжимаемости, теплоемкости при постоянном давлении и резким замедлением тепловой диффузии [10, 11]. В динамике такой среды появляются новые черты, в частности теплоперенос может осуществляться в результате поршневого эффекта (piston effe t), который обеспечивает быстрый равномерный рост температуры внутри области. Первоначально этот эффект наблюдался экспериментально [12], а затем был обоснован теоретически [13] и получен численно [14-19]. Моделирование околокритического тепломассопереноса в двумерных областях выполнялось в [16-19], где рассматривался нагрев только одной боковой границы с условием адиабатичности на других границах при установлении решения в таких условиях движение затухало и среда стремилась к состоянию термодинамического равновесия. В [18] наряду с тепловой гравитационной конвекцией рассматривалось осредненное конвективное течение в поле осциллирующих массовых сил, в [19] использовалось уравнение состояния вириального типа с различными коэффициентами. По численному исследованию околокритической конвекции в классической постановке (обе боковые границы изотермические), представляющей интерес в связи с существованием стационарного конвективного течения, хорошо изученного в совершенном газе [1-9], в литературе представлено лишь краткое сообщение с описанием отдельного варианта [20]. [c.143]

Таким образом, если бы сопло было предназначено для получения максимальной тяги, то профиль сопла должен быть бы существенно изменен. Входная часть должна представлять собой цилиндрический канал с острой входной кромкой, а расходящаяся часть должна быть спрофилирована так, чтобы при dFfdz > О выполнялось условие d Fjdz < О [64]. Вследствие повышенной сжимаемости однородного двухфазного потока в области критического сечения поток однородной двухфазной смеси расширяется за критическим сечением существенно более интенсивно, чем это имеет место при расширении при прочих равных условиях газового потока. Убедительной иллюстрацией высказанного предположения может служить фотография (рис. 7.10). На этой фотографии показана конфигурация потока вскипающей жидкости на выходе из цилиндрического канала с острой входной кромкой. [c.160]

Из рассмотрения зависимостей на рис. 49 можно сделать заключение, что для М<0,7 коэффициент местных гидравлических потерь не зависит от сжимаемости рабочего тела, причем его величина С, = 2,60 в пределах точности измерений совпадает с величной для несжимаемой жидкости по данным И. Е. Идельчика). Для М>0.7 вплоть до второго критического режима, коэффициент II, является сла-бовозрастающей монотонной функцией. Отличие в величинах коэффициента гидравлических потерь в области второго критического режима не превышает 10%. [c.131]

Сопротивление тел в околозвуковом, сверхзвуковом и гиперзвуковом диапазонах скоростей представляет особую область газовой динамики, которую во вводном курсе осветить невозможно. Поэтому здесь будут приведены лишь некоторые экспериментальные результаты для основных форм обтекаемых тел и некоторые ссылки на более обширные источники информации. Изменение коэффициента сопротивления сфер и цилиндров в зависимости от числа Маха свободного потока в диапазоне от 0,1 до 10 иллюстрируется на рис. 15-29. На этом рисунке показано влияние сжимаемости при числах Рейнольдса как выше, так и ниже того, которое необходимо для перехода в пограничном слое от ламинарного течения к турбулентному. Для чисел Маха больше 0,7 влияние вязкости стаиовится малым, и кривые сливаются. Для сопоставления на рис. 15-30 Л. 14] показаны характеристики сопротивления удлиненной ракеты, корпус которой представляет собой заостренное тело вращения. Это тело имеет очень высокое критическое число Маха (Макр 0,95), и при Ма=3 сила сопротивления, действующая на него, составляет примерно 1/5 от сопротивления сферы с тем же диаметром, что и максимальный диаметр ракеты. Удобообтекаемое с точки зрения дозвукового потока тело, т. е. тело со скругленной передней кромкой, испытывает в сверхзвуковом потоке очень высокие силы сопротивления по сравнению с заостренными телами. [c.428]

Физическая причина недостаточности классической теории бесьма проста. Вследствие аномально большой сжимаемости вещества вблизи критической точки жидкость — газ аномально возрастают случайные отклонения плотности от среднего зна- чеиия, которые называются флуктуациями. В этих условиях сувеличиваются как амплитуда отклонений, так и размер областей пространства, скоррелированных по плотности. Вещество становится случайно неоднородным на масштабах, значительно больших молекулярных. [c.87]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...