Скачок разрежения

По тем же причинам, т. е. вследствие того, что в точке А волна разрежения движется быстрее, чем в точке 5, фронт волны разрежения ср временем растягивается. Иначе говоря, возникновение волны разрежения не должно приводить к образованию скачков разрежения. [c.115]

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]

ВЫСОКИХ давлений А, то скорость звука у подножия волны выше, чем у вершины в связи с этим со временем должна усилиться крутизна фронта волны разрежения, что приведет к образованию теплового скачка разрежения. [c.116]

Второй слабый скачок разрежения, который мы совместим с плоскостью СК, вызывает новое отклонение потока в сторону СВ и дальнейшее расширение газа, сопровождающееся увеличением скорости. [c.157]

Расчет предельного скачка разрежения во фронте пламени, достигаемого при тепловом кризисе, можно произвести посредством уравнения импульсов. В случае = Мз = 1 имеем ) [c.226]

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 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]

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]

Разгрузка продолжается на волне М К, которая движется со скоростью и на которой происходит фазовый переход г- а. Толщина этой волны определяется кинетикой фазового перехода, и если Lf -voo, то указанная волна будет скачком разрежения. [c.279]

Видно, что кинетика обратного перехода в фазу низкого давления влияет только на структуру и толщину ударной волны разрежения, где реализуется указанный переход. При достаточно высокой интенсивности этого перехода указанная волна вырождается в скачок разрежения. Таким образом, имеется облегчающее анализ процесса обстоятельство, состоящее в том, что две реакции протекают независимо друг от друга, а кинетика обратного превращения фактически не влияет на процессы впереди волны разрежения, в частности, на глубину зоны, где фазовый переход Fe -> Fe протекает полностью. [c.282]

Особенностью течения является встреча двух скачков разрежения дисперсной фазы ОЕ и НЕ и образование идущего вниз и ускоряющегося скачка ЕЕ - Е над которым имеется одно- [c.302]

Увеличение энтропии является совершенно обязательным термодинамическим условием возникновения скачка. Для разреженных газов (dv ldp )s<0 поэтому согласно (7-42) приращение энтропии Sj—Si положительно только при pz>pi. Из этого следует, в частности, что в теплоизолированном потоке идеальных газов возможны только скачки уплотнения скачки разрежения должны приводить к уменьшению энтропии и поэтому при течении разреженного газа возникать не могут. [c.283]

Точка В называется узловой точкой ударной поляры. Две ветви ударной поляры, выходящие из узловой точки В и идущие к асимптоте, не имеют физического смысла, так как скачков разрежения не существует (скорость после скачка уплотнения не может быть больше скорости V[ до скачка). [c.525]

Следует отметить, что параметры состояния за косым скачком разрежения, параллельным фронту решетки, удовлетворяют всем исходным уравнениям (32.2) —(32.4). Исключая решения, соответствующие течениям со скачком разрежения, пределом расширения в косом срезе следует считать [c.235]

Уравнение (5.21) устанавливает зависимость между скоростями потока до и после скачка. Для практических расчетов удобно изобразить эту зависимость графически. Если фиксировать скорость до скачка, то конец вектора К.2 опишет кривую, называемую декартовым листом (рис. 5.17). Ветви А А этой кривой соответствуют увеличению скорости после скачка, т. е. скачку разрежения, который, как будет показано ниже, невозможен из термодинамических соображений. Поэтому будем рассматривать только оставшуюся замкнутую часть кривой, которая называется ударной полярой. Угол б (см. рис. 5.16, 5.17) называется углом поворота потока в скачке. Векторы ОА и ОВ имеют общую составляющую ОС, которая по доказанному равна тангенциальной составляющей скорости Следовательно, отрезок ОС параллелен фронту скачка в плоскости течения, который составляет угол Р с набегающим потоком. Нормальные составляющие скоростей до и после скачка изображаются соответственно отрезками АС и ВС. [c.115]

Аналогичные рассуждения приводят к тому, что скачок разрежения физически невозможен, так как вызвал бы уменьшение энтропии. [c.119]

Область, ограниченная осью ординат, прямой GB и прямой BJ, соответствует скачкам разрежения и физически не реальна, так как там процессы приводят к уменьшению энтропии замкнутой системы. [c.218]

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]

Из формулы (45) сразу следует, что скачка разрежения быть не может. Действительно, повторяя формально все предыдущие рассуждения относительно воображаемого скачка разрежения, можно было бы получить те же самые формулы и при р >р%, Рх >рг- Но при Рг/р1 < 1 кривая, соответствующая ударной адиабате, ложится ниже изэнтропической адиабаты [на рис. 37 эта ветвь показана пунктиром она пересекает ось ординат в точке [c.127]

Скачок разрежения, невозможность его 127 [c.734]

До сих пор рассматривалось распространение волн в среде без препятствий. В среде с препятствиями возможны отражения, образование стоячих волн. Законы отражения акустических волн малой амплитуды, как известно, являются следствием принципа Гюйгенса, который, в свою очередь, основывается на принципе суперпозиции волн. Поскольку для волн конечной амплитуды принцип суперпозиции не выполняется, можно предполагать, что волны конечной амплитуды будут иметь некоторые особенности при отражении от препятствий, и законы отражения для них должны быть в некоторой мере уточнены. В качестве примера можно качественно рассмотреть нормальное отражение цуга пилообразной волны от абсолютно мягкой (свободной) границы. В слзгчае волн малой амплитуды, как известно, на границе происходит изменение фазы давления на 180°, т. е. волна давления превращается в волну разрежения. Скачок давления в пилообразной волне при таком отражении должен перейти в скачок разрежения, а эта форма волны является неустойчивой, и в процессе дальнейшего распространения, как показывают экспериментальные работы [19, 20], волна изменяется так, что скачок разрежения все более и более сглаживается. [c.84]

Так как все приведенные выше уравнения совершенно симметричны, то из этого, казалось бы, следует, что возможны как скачки уплотнения, так и скачки разрежения. Однако, если ввести в расчет энтропию, которая для замкнутых систем может только возрастать, но не уменьшаться, то окажется, что физически возможны только скачки уплотнения. Это вполне согласуется с замечаниями в конце 2, согласно которым устойчиво только прерывное уплотнение, прерывное же разрежение сразу переходит в непрерывную волну разрежения. Таким образом, скачок уплотнения может образоваться только в том случае, если скорость тх больше скорости звука. [c.367]

В работе [18] кроме высокого теплового потока также упоминаются и высокие давления в локальных зонах центральной части пластины, что соответствует течению с внутренними скачками разрежения, соответствующие вихрям, при больших сверхзвуковых скоростях в опытах не обнаружены. Отметим также, что спектры предельных линий тока для течений на подветренной стороне, вызываемых вихрями, напоминают полученные в рассматриваемых работах только при толстых вязких слоях [13]. [c.288]

Увеличение энтропии является совершенно обязательным термодинамическим условием возникновения скачка. Из этого условия следует, в частности, что при теплоизолированном течении идеальных газов скачки разрежения, характеризующиеся уменьшением энтропии, возникать не могут. [c.212]

Скачки уплотнения могут возникнуть только в сжатом газе, при его сверхзвуковом движении. Пе может быть скачков разрежения, т.е. плотность потока всегда увеличивается, а скорость падает. [c.418]

Рассмотрим изменение амплитуды волны растяжения после отражения от поверхности треугольного импульса сжатия, который распространялся в положительном направлении. Будем обозначать индексом - -t- состояния непосредственно перед скачком растяжения, а индексом - - — непосредственно за скачком. На распространяющемся в отрицательном направлении скачке разрежения выполняется условие Рэнкина —Гюгонио [c.164]

Первый малый скачок скорости и давления произойдет па плоскости, следом которой является прямая СК-, так как давление при этом падает, то согласно теории скачков нормальная к плоскости С К составляющая скорости увеличивается ввиду неизменности тангенциальной составляющей скорости поток немного изменяет свое направление, отклоняясь от плоскости скачка разрежения в сторону, противоположную топ, в которую он отклонился бы в скачке сжатия. Итак, за плоскостью СК слабого скачка разрежения поток получил несколько большую скорость, немного отклонился в соответствующем направлении, а давление, плотность и температура газа слегка уменьшились. Возмущение, распространяющееся пз области более низких давлений, теперь уже должно быть ограничено новой характеристикой СК, которая вследствие отклонения потока и увеличения числа М располагается правее прежней характеристики СК. Левее характеристики СК никакие возмущения не проникают, поэтому вдоль линии СК, так же как перед этим вдоль липпи СК, параметры газа и скорость движения неизменны. [c.157]

Как известно, конечные адиабатические скачки разрежения невозможны. Однако если разбить уголна бесконечно большое число бесконечно малых углов, то мы перейдем 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.158]

F). Наклон прямолинейной траектории этого скачка (линия OS) к оси t согласно (8,1. Ю) пропорционален углу и определяется скоростью скачка, равной С агр). Остальные характеристики, идущие вниз и образующие центрированную волну FMO, на которой г уменьшаетзя от агр до а м, идут с меньшей скоростью, нежели скорост), скачка. Отметим, что скачок A F на рис, 8.1.2, в является скачком разрежения для дисперсной фазы и одновремен1[о скачком уплотнения для несущей. [c.302]

Таким образом, если в решении Римана имеются участки волны сжатия, в потоке идеальной (невязкой) среды обязательно будут возникать скачки уплотнения. Разрывы не будут образовываться, если плотность в волне Римана монотонно возрастает в направлении распространения волны на всем ее протяжении, как, например, в случае волны, возникающей при непрерывном выдвигании поршня из заполненной газом длинной трубы. Скачки уплотнения могут, а скачки разрежения не могут возникать, так как профиль волны разреншния становится все более пологим. [c.226]

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]

При распространении по газу волны, вызывающие повышение и понижение давления, имеют разный характер. Волна, вызывающая повышение давления, распространяясь по газу, нревращается в очень узкую область (с толщиной порядка длины свободного пробега молекул), к-рую для мн. целей теоретич. исследования заменяют поверхностью разрыва — т, н. ударной волной или скачком, уплотнения. При прохождении газа через ударную волну его скорость, давление, плотность, энтропия меняются разрывным образом скачком. Согласно 2-му началу термодинамики (требующему, чтобы энтропия при адиабатич. процессах не убывала), следует, что возможны лишь такие скачки, в к-рых давление и плотность газа возрастают, т, скачки уплотнения, а скачки разрежения, допускаемый законами сохранения массы, импульса и энергии ж приводящие к уменьшению давления и плотности, ВО [c.428]

Следует отметить, что ни на интервале (хв ни на участке слева за второй ударной волной или за особенностью типа узла не может быть енде одного сильного разрыва. Нетрудно проверить по (1.6), что он оказался бы недопустимым скачком разрежения, так как скачку уплотнения соответствует переход величины 1 — из области 1 — < О в область 1 — > 0. [c.616]

Рассмотрим, следуя [2], механизм образования скачка разрежения. Пусть в Р, Р-плоскости ударная адиабата имеет вид, показанный на рис. 4.8, а. Будем полагать, что адиабата термодинамически равновесна (т. е. фазовые превращения происходят достаточно быстро), а тепловыми давлением и энергией вследствие малых давлений можно пренебречь (т. е. ударная адиабата практически совпадает с изэнтропой). Адиабата на рис. 4.8, а имеет два излома в точке А — начало и точке В — завершение фазового превращения. [c.130]

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]

ЭТО означает, что при прохождении газом воображаемого скачка разрежения отнесенная к единице массы энтропия газа должна была бы уменьшаться, что приводит к противоречию со вторым началом термодинамики. Таким образом, и из общих термодинамических сообра-жений следует, что в рассматриваемом случае движения совершенного газа скачок разрежения" невозможен. При наличии в движущемся газе химических процессов (горение, детонация) последний вывод не имеет места. [c.178]

Согласно выполненным расчетам, множитель в положителен, что и доказывает сделанное выше утверждение о близости к оптимальному контура с отраженным скачком, приходягцим в точку /. Более того, множитель Ху неотрицателен всюду в D, обрагцаясь в нуль лишь на т.е. на линиях, где равен нулю коэффициент отражения. Положительность Ху не только в, но и в D естественна. Действительно, если обтекание выпуклого излома рассматривать в линейном приближении, то нучок волн разрежения на рис. 1, в и г заменится слабым скачком разрежения, отражаюгцимся от головной ударной волны слабым скачком уплотнения в D коэффициент отражения Л < 0). В результате для 5Ах вновь придем к выражению [c.475]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...