Толщина слоя Кнудсена

Определим толщину слоя Кнудсена 6, из условия, что внутри слоя член, определяющий влияние стенки, и навье-стоксовский член имеют одинаковый порядок. При у > 6 можно считать справедливым представление Навье — Стокса. [c.321]

В предыдущем параграфе показано, что размерная толщина слоя Кнудсена 6 eZ,. Но так как все величины были отнесены к характерной длине течения, которая в расс.матриваемом случае А,, то [c.334]

Аналогичное положение имеет место при переносе импульса и вещества. При переносе касательной составляющей импульса в падающем и отраженном спектрах молекул содержится разный запас касательной составляющей импульса газа. В процессе переноса массы (конденсация, испарение) падающий и отраженный спектры молекул переносят разную плотность вещества (их разность и определяет результирующий поток вещества). Таким образом, состояние газа (пара) на поверхности неравновесно и эта не-равновесность усиливается по мере повышения интенсивности процессов переноса. По мере удаления от поверхности разрывный характер в распределении молекул постепенно утрачивается за счет перемешивания молекул вследствие их столкновений. Такой процесс, строго говоря, носит асимптотический характер, т.е. перестроение функции распределения происходит плавно с затухающей интенсивностью по мере удаления от поверхности. Основное изменение, однако, приходится на весьма тонкий слой у поверхности, эффективная толщина которого имеет порядок средней длины пробега молекул. Этот слой называется слоем Кнудсена. В плотных газах и парах, характеризующихся малыми числами Кнудсена [c.62]

Решение задач течения и теплообмена в газовой среде может быть произведено на основе кинетической теории [1-12, 1-25, 2-7 и др.]1. При достаточно малых числах. Кнудсена Кп = 1//о, где / — средняя длина свободного пробега молекул, k — характерный размер, решение кинетического уравнения Больцмана может быть аппроксимировано решением в навье-стоксовском приближении, соответствующем подходу с позиции-сплошной среды. Однако при любом сколь угодно малом числе Кнуд-сена вблизи фазовой границы имеется область, в которой течение не описывается в навье-стоксовском приближении. Толщина этой области, называемой слоем Кнудсена, имеет порядок характерной длины пробега I. [c.34]

Как видно из формулы (14.23), скольжение и температурный скачок существуют при любом давлении проявляются же они в слое Кнудсена толщиной (l- 2) . Так как при больших давлениях Т мало, значения и АТ, пропорциональные I, пре-небрежимы по сра внению со значением скорости течения и температурного напора. На этом и основана гипотеза прилипания газа к стенке в динамике сполошной среды. [c.332]

Толщина волны ударной 298, 302 — слоя Кнудсена 321 Траектории фазовые 44 [c.439]

Р и с. 2. Профиль скорости вблизи стенки при наличии градиента скорости к в основной части потока. Здесь /с 5 — макроскопическая скорость скольжения, з(0) — микроскопическое скольжение. Штриховой линией отмечена толщина кинетического пограничного слоя, или слоя Кнудсена. [c.179]

Для умеренно разреженных и плотных газов, в которых интенсивность теплоотдачи определяется процессами теплообмена в пограничном слое, степень разреженности можно охарактеризовать соотношением между свободной длиной пробега молекул и толщиной пограничного слоя б. Для этих условий число Кнудсена запишется так [c.395]

Приведенные на рис. 1 и 2 кривые отражают специфику теплообмена в разреженном газе. Так, в вязкостном режиме при уменьшении давления тепловой пограничный слой у поверхности пластины расширяется. Такое явление имеет место й условиях настоящего исследования до давлений порядка 1 мм рт. ст., что при принятой толщине пластины в 5 мм соответствует значению критерия Кнудсена, примерно равному 0,02 (полагалось более целесообразным в Рис. 2. Температурные поля нагретой вертикальноГ молекулярно - вязкостном пластины в разреженном воздухе при различны., режиме за характерный давлениях Р, мм рт. ст. (экспериментальные размер пластины нрини- результаты). [c.528]

Выше функция распределения разлагалась в ряд по малому параметру, равному отношению длины пробега к характерному размеру течения (числу Кнудсена). В стационарном пограничном слое имеется два характерных размера течения продольный L и толщина пограничного слоя 6, равная [c.161]

Если течение происходит при больших числах Рейнольдса (но малых числах Кнудсена e=XIL), то внешним будет течение в пограничном слое с характерным размером L, равным толщине пограничного слоя 6 в направлении у, и характерным размером в направлении х. Так как [c.325]

Взаимодействие пограничного слоя с внешним потоком существенным образом зависит от числа Маха. Толщина пограничного слоя пропорциональна некоторой степени числа Маха, зависян[ей от законов изменения вязкости от температуры. Характер взаимодействия пограничного слоя с внешним потоком зависит от формы те.ча. Для тупых тел в рамках применимости уравнений пограничного слоя при любых числах Маха имеет место только слабое взаимодействие. На тонких телах, если при фиксированном числе Рейнольдса увеличивать число Маха, взаимодействие становится сильным, носит существенно нелинейный характер, и раздельное рассмотрение различных эффектов второго порядка невозможно. В этом случае взаимодействие становится эффектом первого порядка и влияние скольжения, особенно на охлажденных телах, много меньше влияния взаимодействия ). Если же при фиксированном числе Маха стремить к бесконечности число Рейнольдса или, что то же, стремить, как мы это делали при выводе условий скольжения, к нулю число Кнудсена, то всегда можно достигнуть условий, при которых взаимодействие пограничного слоя с внешним потоком будет слабым, задача может быть линеаризирована, и каждый из упомянутых эффектов второго порядка может быть [c.337]

Условия (6.28) есть условия существования слоя. Очевидно, что эти условия могут быть выполнены лишь при очень больших числах Кнудсена и Маха. Таким образом, при соблюдении условий (6.28) в сильно резреженном гиперзвуковом потоке около пластинки может существовать тонкий слой толщины 5 Z,Kn/M с плотностью частиц [c.400]

В предыдущем параграфе рассматривался вывод уравнений для описания разреженного газа. Усложненные уравнения существенны там, где существенна неоднородность газа. Для аэродинамических задач это возникает, когда число Кнудсена, вычисленное по толщине пограничного слоя, не является пренебрежимо малой величиной. В волновых процессах это выражается числом Кпудсепа, вычисленным по длине волны. [c.259]

XI 1.2. Режиму свободномолекулярного течения соответствуют числа Кнудсена Кп = //б>>10 (где I — длина свободного пробега молекулы б — толщина пограничного слоя у задней кромки пластинки, вычисленная по обычным соотнощениям для сплощной среды). Это число определяется по формуле (З.ХП.1). Внося в нее =10 м и Уоо = = 5000 м/сек, получим [c.704]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...