Вязкость разреженного газа

Расчет вязкости разреженных газов в настоящее время проводится, как правило, по формулам молекулярно-кинетической теории с использованием различных межмолекулярных потенциалов. При этом параметры потенциалов определяются на основании данных о различных свойствах веществ для различных диапазонов [c.232]

Итак, рассмотрены четыре потенциала, которые применяются для описания упругих столкновений нейтральных недиссоциирован-ных молекул. На основании вышеизложенного мы рекомендуем использовать в расчетах вязкости разреженных газов при высоких температурах (или их нейтральных недиссоциировавших компонент) степенной потенциал отталкивания, приводящий к наиболее простому расчетному соотношению. Этот вывод распространяется лишь на рассмотренные потенциалы. [c.241]

В расчетах вязкости разреженных газов при высоких температурах рекомендуется степенной потенциал отталкивания, дающий наиболее простое расчетное решение. Таблиц 2. Библиографий 16. Иллюстраций 3. [c.403]

Оценить коэффициент вязкости разреженного газа, исходя из следующих допущений [c.401]

При скоростях, сопоставимых со скоростью звука в газе и, тем более, превышающих ее, сжимаемость существенно влияет на характер гидродинамических явлений и учитывать ее часто бывает более важно, чем даже учитывать вязкость. Движение газов с учетом их сжимаемости составляет объект изучения в газовой динамике, где основную роль играют две модели среды идеальный (т. е. невязкий) газ и вязкий газ. В последние десятилетия получили широкое развитие разделы газовой динамики, в которых существенными являются электропроводимость, диссоциация молекул, степень разрежения и другие специфические особенности среды. Разработаны соответствующие модели этих сред и эффективные методы их исследования. [c.23]

При постоянной температуре плотность р газов изменяется прямо пропорционально давлению, а длина свободного пробега I молекул — обратно пропорционально. Среднее значение с1 зависит только от температуры. Поэтому, как следует из соотношения (1-6), коэффициент вязкости р для газов не должен зависеть от давления. Этот вывод достаточно хорошо подтверждается опытом в широком диапазоне давлений. Но при весьма низких давлениях, характерных для разреженных газов, и при больших давлениях, когда газы близки к сжижению, проявляется влияние давления на величину вязкости, С возрастанием давления в этих случаях вязкость растет. [c.10]

Итак, важные физические константы газа— вязкость fx и теплопроводность А. —зависят от длины свободного пробега молекул 7,. Следовательно, эта величина будет оказывать влняние и на теплоотдачу. На этот процесс оказывает влияние и характерный размер тела I. Совместное влняние этих величин (1 , I) на теплоотдачу в разреженном газе наилучшим образом оценивается отношением [c.237]

Изучение вопросов о зависимости вязкости газов от давления, характеристического размера, свойств газов и ограничивающих поверхностей в условиях переходной зоны вакуума представляет интерес для различных областей техники, связанных с движением газа в капиллярно-по-ристых материалах, расчетом вакуумных приборов и установок, с задачами движения тел в разреженных газах. Однако до настоящего времени, насколько нам известно, теоретические данные по этому вопросу имеются лишь в работе [1] (см. также [2]), в которой, однако, получено неудобное для расчетов громоздкое уравнение для диска, колеблющегося между двумя неподвижными пластинами, причем в этом уравнении не учтено явно явление аккомодации и используется коэффициент, величина которого неопределенна. [c.213]

В работе рассмотрена задача теплообмена с разреженным газом вертикальной нагретой пластины. Задача аналитически решается с учетом зависимости плотности и вязкости газа от температуры. [c.527]

Вязкость газов не зависит от их плотности (давления). Для очень разреженных газов понятие вязкости теряет смысл. [c.81]

Максвелл [8] развил метод подобия в рассмотрении явлений вязкости и теплопроводности в плотных и разреженных газах. А. К. Тимирязев подтвердил теорию Максвелла наблюдениями над скольжением. На основе теории Максвелла М. Смолуховский и П. П. Лазарев построили теорию температурного скачка в разреженных газах и подтвердили теорию наблюдениями. Согласно Максвеллу молекулы плотного газа в условиях видимого прилипания газа к стенке, взаимодействуя со стенкой, практически непосредственно переносят к ней молекулярными скоростями видимые количества движения и тепловую энергию. Молекулы разреженного газа, взаимодействуя со стенкой через пристеночный слой, обусловливают явления скольжения и температурного скачка. [c.292]

Внутри пограничного слоя влияние вязкости проявляется в том, что скорость, параллельная поверхности стенки, изменяется вдоль направления, перпендикулярного стенке, т. е. существует градиент скорости ди ду и — составляющая скорости, параллельная стенке, у — расстояние по нормали к стенке). За исключением разреженного газа, скорость потока на стенке равна нулю и с возрастанием расстояния у скорость и постепенно растет, достигая в конце концов величины — скорости невязкого течения на внешней границе пограничного слоя. По сравнению с основным потоком замедленное течение в пограничном слое подвержено относительно большему отрицательному ускорению вследствие этого количество движения жидкости вблизи стенки мало и ее способность к движению в направлении возрастания давления оказывается ограниченной. Ниже по течению это количество движения и энергия вдоль поверхности стенки затрачиваются на преодоление возрастания давления и трения, и, наконец, частицы жидкости останавливаются. Замедляющийся основной поток не в состоянии сообщить достаточную энергию жидкости в погранич- [c.17]

В изложенной теории движения одноатомного газа предполагалось, что диаметр молекул пренебрежимо мал в сравнении с длиной свободного пробега. Следовательно, полученные результаты справедливы только для достаточно разреженного газа. Если в потоке имеются области, где газ очень сильно сжат, то а может быть сравнима с длиной свободного пробега L. В таких областях перенос количества движения и энергии через поверхность зависит не только от движения молекул через эту поверхность, но также и от соударений молекул, центры которых находятся по разные стороны от рассматриваемой поверхности. Если считать, что молекулы имеют конечные размеры, то можно получить новые выражения для статического давления и коэффициентов вязкости и теплопроводности. [c.124]

В этих выражениях [1 является коэффициентом вязкости достаточно разреженного газа, состоящего из твердых сферических молекул [см. уравнение (3) 3.8]. [c.127]

Примечательно то. что уравнение состояния для конденсированного газа отличается от простого уравнения р = р/ Г, которое справедливо как в изоэнтропическом, так и в неизоэнтропическом течении достаточно разреженного газа. В случае, когда газ покоится, уравнение состояния имеет сходство с уравнением Ван-дер-Ваальса. если пренебречь членами порядка Когда газ движется, возникает новое явление, называемое вязкостью сжатия или объемной вязкостью, которое представляет собой прямое следствие конечности размеров молекул. Коэффициент объемной вязкости [c.127]

Соотношения для коэффициента вязкости, полученные в 3.8, показывают, что в кинетической теории х зависит только от С , но не зависит от п. Интересное подтверждение этого- результата было получено еще до 1660 г. для достаточно разреженного газа Бойлем, который заметил, что при постоянном давлении затухание колеблющегося маятника, производимое окружающей вязкой средой, не зависит от плотности. Однако в 3.10 было показано, что если плотность одноатомного газа такова, что длина свободного пробега молекулы сравнима с диаметром молекулы, то вязкость изменяется с плотностью по соотношению типа [c.136]

О ТЕМПЕРАТУРНОЙ ЗАВИСИМОСТИ ВЯЗКОСТИ РАЗРЕЖЕННЫХ НЕПОЛЯРНЫХ ГАЗОВ ПРИ ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУРАХ [c.232]

Интересно одно точное решение уравнений Навье — Стокса,, показывающее новые возможности получения гиперзвуковых потоков разреженного газа (В. Н. Гусев, 1968). Это — вязкое течение в сферическом стоке. Оказалось, что при определенных условиях течение переходит через звуковую линию и доходит до некоторой предельной сферы, на которой температура и давление стремятся к нулю, а скорость — к конечной величине. Вблизи этой поверхности число Маха и длина пробега стремятся к бесконечности. Течение можно представить создаваемым сферической криогенной панелью, совпадающей с предельной сферой. Строго говоря, вблизи предельной сферы уравнения Навье — Стокса теряют силу и необходим кинетический анализ течения. Известно, что при создании потоков разреженных газов с помощью сопел получению изэнтропического ядра препятствует быстрое нарастание пограничного слоя, обусловленное так называемой поперечной вязкостью. В течении от источника или стока проявляется продольная вязкость , связанная с диссипативными процессами, вызванными сильными продольными градиентами. Сравнение навье-стоксовского анализа для вязкого источника, вытекающего в вакуум (М. Д. Ладыженский, 1962), с соответствующим кинетическим решением ) показало, что уравнения Навье — Стокса завышают влияние диссипативных процессов. Возможно, что аналогичное положение имеет место и в данном случае. Ответ на этот вопрос должно дать решение уравнения Больцмана для этой задачи. [c.429]

Для большинства задач газовой динамики, где требуется учесть влияние вязкости газа, можно пользоваться теорией пограничного слоя и тем самым освободиться от труднейшей задачи непосредственного интегрирования общих уравнений движения вязкого газа. Теория пограничного слоя позволяет определить силы поверхностного трения и теплопередачу и установить связь между течениями идеального и вязкого газа около одной и той же границы. Теория пограничного слоя позволила установить, что вязкость газа при больших скоростях течения не оказывает заметного влияния на поле давлений. Таким образом, в пределах применения теории пограничного слоя давление можно определить по теории течения идеального газа. Но необходимо иметь в виду, что существуют течения, в которых не образуется тонкий пограничный слой вязкого газа. Граничные условия разреженных газов отличаются от граничных условий идеального и вязкого газа. Касательная, составляющая скорости таких газов, несколько ограничивается стенкой, но здесь имеет место скольжение частиц газа относительно стенки. Теории течения разреженного газа посвящена глава XI. [c.135]

Можно предположить, что влияние вязкости проявляется главным образом в тонком слое вблизи границы обтекаемого тела, а частицы газа, попавшие в этот слой и испытавшие влияние вязкости, не могут передать его в область, достаточно далекую от тела, вследствие малой длины свободного пробега (очевидно, что этот вывод перестает быть справедливым для течений разреженного газа). Следовательно, в той области, куда практически не доходят частицы, испытавшие влияние вязкости, течение с большой точностью будет описываться уравнениями идеальной жидкости. Тогда в области, близкой к контуру обтекаемого тела, должна существовать касательная составляющая скорости течения, в то время как на самом контуре эта касательная составляющая, как следует из граничных условий для вязкой жидкости, обращается в нуль. Значит распределение касательной составляющей скорости потока вблизи контура должно иметь вид, схематически изображенный на рис. 123. При этом, как будет показано ниже, изменение величины касательной со- [c.491]

Для определения коэффициентов и достаточно располагать лишь двумя опытными точками на линии насыщения по вязкости и тремя — по теплопроводности, причем по крайней мере по одной точке — со стороны кипящей жидкости. Связано это с тем, что при т<0,7 значения вязкости и теплопроводности пара на линии насыщения и в области разреженного газа практически совпадают. [c.135]

К и диаметр столкновения т = 3,31 + ОД На базе этого потенциала по известным уравнениям для разреженного газа рассчитаны коэффициенты вязкости,теплопроводности и самодиффузии на кривой насыщения до 800° Сив перегретом паре — до 2000° С. [c.137]

Вывести выражения для коэффициентов объемной и сдвиговой вязкостей и теплопроводности разреженного газа, для которого уравнение Больцмана имеет вид [c.405]

Аналогичное явление представляет собой вязкость сильно разреженного газа, проявляющаяся, например, при относительном движении двух находящихся в нем пластинок (причем опять Ь< 1). Коэффициент вязкости т) надо определить теперь так, чтобы было [c.84]

Методика получения аналитических соотношений. Для иолуче-ия аналитических зависимостей для вязкости разреженных газов адо было найти температурную зависимость приведенных инте-ралов столкновения, используемых в расчетах в соответствии со грогой теорией [1]. [c.233]

В предельном случае модельная структура пристенного турбулентного движения состоит из трех элементов 1) вязкой среды возле твердой поверхности 2) крупномасштабных образований (крупномасштабная турбулентность), отрываюшцхся от вязкой среды в результате волнового взаимодействия вязкой и турбулентных сред и 3) турбулентной среды в основном потоке, состоящей из мелкомасштабной турбулентности, зависящей от предыстории движения/33-56/. Крупномасштабная турбулентность, разрушаясь, поддерживает мелкомасштабную турбулентность. Мелкомасштабная турбулентность стремится к однородной турбулентности однако крупномасштабные вязкие струи поддерживают неоднородную турбулентность. Таким образом, пристенная турбулентность генерируется в результате волнового взаимодействия вязкой среды с турбулентной и только в результате такого взаимодействия поддерживается эта турбулентность. Если бы на время удалось приостановить приток крупных образований в турбулентную среду со стороны вязкого подслоя, то в ядре потока образовалось бы движение, аналогичное молекулярному движению разреженных газов, т.е. со скольжением относительно твердой поверхности при этом имелось бы постоянное значение турбулентной вязкости. По-видимому, такое явление имеет место, но периодического характера. Наличие крупных образований между вязкой и турбулентной средами сглаживает это скольжение и образуется плавное изменение поля скоростей. Однако влияние вязких струй на турбулентное ядро потока с удалением от стенки уменьшается и при определенных условиях в ядре потока имеет место однородная турбулентность. При обычных экспериментальных исследованиях кинематические параметры на границе вязкой и турбулентной сред осредняются в пространстве и во времени /33-56/. [c.51]

Вопросы теплообмена в разреженном газе имеют серьезное значение в технологических нроцеосах при глубоком вакууме и в расчетах теплового режима тел, летающих в верхних слоях атмосферы. Согласно молекулярно-кинетической теории газов, кинематическая вязкость, характеризующая скорость распространения сдвиговых возмущений, [c.323]

Наличие порогового коэффициента интенсивности напряжений Kis в рамках описанной математической модели можно объяснить так. С уменьшением коэффициента Ki уменьшается раскрытие трещины 2vq (wo 7(i) и уменьшается поток протонов Q, поступающих в металл (Q = г Ио)- С уменьшением раскрытия трещины становится существенной вязкость газа (или жидкости). Напомним, что расход вязкой жидкости через узкую плоскую щель прямо пропорционален кубу ширины щели и обратно пропорционален длине щели. Как только раскрытие трещины 2vq становится сравнимым с длиной свободного пробега молекул окружающего газа, механизм движения газа.в полости трещины резко изменяется (вместо гидродинамического механизма— кнудсеновская диффузия разреженного газа). [c.385]

Кроме того, это преобразование согласуется и с кинетической теорией газов, если рассматривать только двойные соударения молекул. Следовательно, оно сохраняет неизменными вязкость ц, проводимость X, а среднюю длину свободного пробега молекулы Я, изменяет в отношении 1 а. Значит, оно сохраняет также число Рейнольдса Re = KLp/ц, число Прандтля Рг = = Срц/х и число Кнудсена L. Таким образом, оно пригодно для моделирования сжимаемости, явлений ударных волн, явлений вязкости, повышения температуры вследствие нагрева пограничного слоя и явлений в разреженном газе (большая средняя длина свободного пробега). [c.149]

Пример 2. Модель вязкой жидкости неприменима для описания течений разреженных газов. Степень разреженности газа и область применимости модели вязкой жидкости к газам определяются величиной числа Кнудсена Кп = Ь, где I — средняя длина свободного пробега молекул, Ь — характерный размер тела. Для слаборазреженных газов //L <С 1, коэффициенты вязкости ц и теплопроводности к пропорциональны I и закон трения Ньютона верен с точностью до членов порядка Кп . Следующее приближение на этом пути (приближение Барнетта) дает один из простейщих примеров неньютоновской жидкости. В этом приближении [c.77]

О температурной зависимости вязкости разреженных неполярных газов при высоких температурах. Мамонов Ю. В., Улыбин С. А. В кн. Теплофизические свойства жидкостей и газов при высоких температурах и плазмы . М., Изд-во стандартов, 1969. [c.403]

Термин молекулярный диффузионный перенос охватывает явления диффузии, теплопроводности, термодиффузии и вязкости. Эти явления описываются некоторыми частями уравнений сохранения массы, количества движения и тепла, приведенных в предыдущем параграфе (см. уравнения (2.1.57)-(2.1.60)). В каждое из этих уравнений входит дивергенция потока некоторой величины, связанной, хотя бы и неявно, с градиентами термогидродинамических параметров (так называемыми термодинамическими силами). Существуют два способа получения линейных связей определяющга соотношений) между этими потоками и сопряженными им термодинамическими силами, основывающихся на макроскопическом (феноменологическом) и кинетическом подходах. Кинетический подход связан с решением системы обобщенных уравнений Больцмана для многокомпонентной газовой смеси и до конца разработан только для газов умеренной плотности, когда известен потенциал взаимодействия между элементарными частицами (см., например, Чепмен, Каулинг, 1960 Ферцигер, Капер, 1976 Маров, Колесниченко, 1987)). Феноменологический подход, основанный на применении законов механики сплошной среды и неравновесной термодинамики к макроскопическому объему смеси, не связан с постулированием конкретной микроскопической модели взаимодействия частиц и годится для широкого класса сред. В рамках феноменологического подхода явный вид кинетических коэффициентов (коэффициентов при градиентах термогидродинамических параметров в определяющих соотношениях) не расшифровывается, однако их физический смысл часто может быть выяснен (например, для разреженных газов) в рамках молекулярно-кинетической теории Маров, Колесниченко, 1987) [c.85]

Правая часть которого совпадает с члс1 ом в уравнении (1) на стр. 26, Совпадение резулыатов опытов, выполненных в трубах различных диаметров, с теоретически полученным выводом, выражаемым уравнением (3), можно рассматривать как экспериментальное подтверждение предположения, что напряжение сдвига пропорционально скорости деформации и что жидкость не скользит вдоль стенок трубы с конечною скоростью, а прилипает к ним. Ввиду той большой точности, с которою эти опыты могут быть выполнены, они наиболее всего пригодны для точного определения коэфициента вязкости Однако, в сильно разреженных газах, где длина свободного пути молекул уже не может рассматриваться малою по сравненню с радиусом трубы, наблюдаются отклонения от соотношения (3), которые, в соответствии с теорией, могут рассматриваться как результат скольжения молекул вдоль стенок трубы. [c.30]

X и б), при полетах на больших высотах или при течениях разреженных газов (малые д), при повышенной вязкости жидкости и при искусственной ламинаризации пограничного слоя (см. п. 15.6). При этом, однако, число Рейнольдса всегда должно оставаться достаточно большим Ке 1 и б/л <с1. [c.276]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...