Скорость нестационарного истечения газа

Рис. 1.22. Профили плотности и скорости при плоском нестационарном истечении газа в вакуум.

В предыдущей главе, при изучении структуры фронта ударной волны в газе с замедленным возбуждением некоторых степеней свободы, мы уже имели возможность познакомиться с одной из простейших задач динамики неравновесного газа. Параметры за фронтом ударной волны в области, где устанавливается полное термодинамическое равновесие, не зависят от механизма и скоростей неравновесных процессов, однако кинетика этих процессов существенным образом сказывается на распределении гидродинамических величин в неравновесной области и ее ширине. Искажения газодинамических потоков, вносимые неравновесными процессами, связаны главным образом с изменениями теплоемкости и эффективного показателя адиабаты неравновесного газа, от которых зависит ход газодинамического процесса. Влияние показателя адиабаты на газодинамические решения можно видеть на примерах тех задач, которые были рассмотрены в гл. I. Так, при нестационарном истечении газа из трубы в пустоту скорость истечения ранее покоившегося газа равна [c.423]

Расчет скорости контактной границы. Рассмотрим классическую задачу [4] — одномерное нестационарное истечение сжимаемой баротропной жидкости в область пониженного давления (вакуум). Пусть в начальный момент времени жидкость занимает по л у бесконечную область ж О и покоится, а давление, плотность и скорость в этой области постоянны и равны pi, р (pi = pi pi)) nui = = О (в реальности давление непостоянно по высоте столба в силу наличия силы тяжести). В области ж < О находится газ (или вакуум) при давлении ро < pi (Pq = 0), имеющий возможность свободно истекать в направлении отрицательных значений ж. Влиянием упругости и инерции газа на движение жидкости будем пренебрегать. Нас интересует скорость движения границы раздела жидкость-газ при мгновенном исчезновении перегородки между ними. [c.208]

При нестационарном истечении покоившегося вначале газа в вакуум через цилиндрическую трубу можно осуществить его разгон до скорости, боль- [c.183]

Нетрудно видеть, что при коэффициенте испарения, равном нулю, испарения вообще нет, а имеет место только теплоотдача газу от нагретой поверхности (при диффузном отражении молекул с полной тепловой аккомодацией). При этом образуется существенно нестационарное движение газа с ударной волной (при достаточно высокой температуре поверхности), распространяющейся по газу с переменной скоростью. Никаких зон равномерного потока при таком движении нет. С другой стороны, если коэффициент испарения равен единице, то, по результатам предыдущих работ, испаряющая поверхность по истечении переходного процесса временной протяженностью порядка 10 средних времен между столкновениями молекул инициирует ударную волну, распространяющуюся по невозмущенному газу с постоянной скоростью. При этом вблизи тела устанавливается стационарный режим с равномерным потоком вне кнудсеновского слоя. Вопрос о том, как влияет коэффициент испарения на режим течения и при каких значениях коэффициента испарения возможен квази-стационарный режим испарения, является существенным. Решению этого вопроса и посвящена прежде всего предлагаемая работа. Помимо этого, нестационарная постановка задачи для соответствующих стационарных проблем дает возможность избежать некоторых неясностей и даже курьезов при постановке граничных условий для стационарных задач. [c.142]

Отметим, что при формулировке условий на входе в сопло нужно иметь в виду, что при заданной площади критического сечения существует только единственное значение расхода газа, при котором реализуется стационарное решение с переходом через скорость звука в окрестности минимального сечения. В том случае, если это значение превышено, происходит переход на нестационарное ударно-волновое движение и часть расхода должна уйти череа входное сечение для установления единственного решения. Если же значение расхода меньше того, при котором в минимальном сечении имеет место скорость звука, то истечение происходит с дозвуковой скоростью. [c.53]

Однако, как показывает анализ изменения параметров потока в сопле, после того, как причина, вызвавшая появление нестационарного скачка, исчезает, интенсивность этого скачка определяется в значительной мере не рассматриваемыми выше явлениями, а скоростью истечения жидкости из объема, расположенного между скачком и зоной спонтанной конденсации пара. Действительно, в момент возникновения скачка максимальной интенсивности (Лр = А/ м) зона спонтанной конденсации образуется в том сечении сопла, где достигается необходимая максимальная величина переохлаждения потока. В объеме V между скачком и зоной конденсации пара происходит уменьшение давления от [р+ Ар) до р (здесь р — статическое давление в данном сечении сопла при течении переохлажденного пара без конденсации). Уравнения, определяющие количество вытекающего из данного объема газа в единицу времени, могут быть записаны в виде [c.29]

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]

Тем не менее можно построить асимптотическое решение этой задачи [2], если учесть, что по истечении некоторого времени t = горение переместится на внешнюю границу пограничного слоя, где высокие температуры вызовут появление зоны пламени, которая, распространяясь с конечной скоростью [9], выйдет из пристеночной области. Влиянием вязкости и градиента давления в зоне пламени можно пренебречь, следовательно, считать ее областью, удовлетворяющей уравнениям нестационарного пограничного слоя многокомпонентного газа. Существует решение этих уравнений [8, 9], соответствующее стационарной структуре зоны в системе координат X =Vt- х, связанной с фронтом пламени, и справедливое при постоянстве скорости V и параметров среды Г], Pi, li,, l по которой распространяется фронт (С - массовая концентрация). [c.24]

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]

Теория нестационарного горения пороха охватывает широкий круг явлений, связанных с проблемой чувствительности скорости горения к быстрым изменениям опрецеляющих параметров, т. е. происходящим за время меньше одного из времен тепловой релаксации слоев распространяющейся тепловой волны. Существенным является то, что время релаксации теплового слоя пороха на несколько порядков больше времен релаксации газовых слоев (в соответствии с отношением плотности пороха к плотности газа). Это приводит к тому, что при быстрых изменениях давления и других параметров размеры слоев и градиенты температур в газовой фазе практически мгновенно следуют за изменениями параметров, в то время как тепловой слой пороха и градиенты температуры в нем еще не изменились. Тем самым нарущается -стационарное распределение температур и стационарные значения потоков тепла, переходящих из газовых слоев в тепловой слой пороха. Это приводит к временному перегреву или охлаждению слоев, т. е. к нестационарной скорости горения в течение Бремени релаксации теплового слоя пороха. Теория, в частности, приводит к следующим выводам при быстрых подъеме или спаде давления скорости горения вначале соответственно больше или меньше, чем стационарные скорости при новых давлениях при достаточно быстром спаде давления порох затухает вследствие охлаждения поверхностного Слоя пороха при горении в полузамкнутом объеме и в случае, когда время релаксации теплового слоя пороха больше, чем время истечения газов из полузамкнутого объема, возникает неустойчивость горения и порох затухает ). [c.363]

Задача о поршне, выдвигаюш,емся из трубы, заполненной газом. Центрированная волна разрежения. Максимальная скорость газа при нестационарном истечении. Течение в области, граничащей с областью постоянного течения (или покоя) описывается решением типа простой волны. Опрокидывание простой волны сжатия. Характеристики уравнений одномерных нестационарных течений релаксирующего газа. Предельный переход к равновесному течению. [c.65]

Рассмотрим теперь более подробно процесс запуска конического сопла (рис. 5.25, б). Пусть г/ = /(ж) — уравнение контура сопла. Параметры удобно считать безразмерными . линейные размеры отнесем к г/ — радиусу критического сечения сопла, скорость — к а , плотность—к р , где а = (7 > /p ), р , р — скорость звука, ппотность и давление в критическом сечении сопла для стационарного одномерного течения. Предполагается, что первоначально сопло отделено диафрагмой от ресивера, где газ имеет параметры ро, То. В сопле газ покоится и имеет параметры р = ра, р = Рн. В момент времени = О диафрагма разрывается, что вызывает нестационарный процесс истечения газа. Параметры газа в ресивере поддерживаются постоянными при >0, поэтому со временем течение должно установиться. Одномерное нестационарное течение газа в сопле описывается системой уравнений в дивергентном виде, которые следуют из законов сохранения импульса, массы и энергии [c.244]

Начальная стадия переходного режима при скачкообразном увеличении характеризуется существенной пестационарностью течения газов в камере вследствие газодинамических волновых процессов. Продолжительность этой стадии оценивается как где к — длина камеры, а — скорость звука в условиях камеры. В дальнейшем, после завершения нестационарной волновой перестройки потока, наступает основная стадия процесса, характеризующаяся квазистационарным истечением газа из сопел двигателя. При оценке скорости спада давления обычно весь процесс истечения газов из двигателя рассматривается как квазиста-ционарный. [c.263]

Последние достижения в кинетике испарения-конденсации освещены в обзоре [1]. В большинстве работ по этому вопросу, включая [2], изучаются стационарные процессы. Имеются также работы по нестационарному испарению [3-5]. В [3] решалась задача о сильном испарении в вакуум. Умеренно сильный режим испарения в полупространство при внезапном повышении температуры испаряющей поверхности изучался в [4] в квазистационарном приближении. Предполагалось, что по истечении пренебрежимо короткого нестационарного процесса испарение переходит в установившийся режим с равномерным потоком непосредственно вне области кнудсенов-ского слоя. Равномерный поток вытесняет газ (пар) и индуцирует ударную волну, распространяющуюся с постоянной скоростью по фоновому газу. Решение для кнуд-сеновского слоя, ответственного за кинетику испарения, строилось методами термодинамики необратимых процессов. Нестационарная фаза выхода на стационарный режим оставалась за пределами исследования. [c.141]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...