Вязкий теплопроводный газ

Уравнение энергии для двумерного (плоского) движения вязкого теплопроводного газа (при отсутствии диффузионной теплопередачи и излучения) имеет вид [c.74]

Плоское двумерное неустановившееся течение вязкого теплопроводного газа определяется уравнениями переноса количества движения, неразрывности и энергии [57] [c.6]

Рассмотрим гиперзвуковое течение вязкого теплопроводного газа около тонкого тела. В этом случае удобно ввести число Дед, которое вычисляется по длине тела, скорости и плотности в невозмущенном набегающем потоке и значению коэффициента вязкости, вычисленному при температуре торможения. (Вообще, в пределах данной главы коэффициент вязкости всюду отнесен к его значению при температуре торможения.) Будем считать, что толщина возмущенной области течения т (5 <1, где (5 — толщина пограничного слоя. Это значит, что толщина тела 5 0(<5). [c.136]

Рассмотрим течение вязкого теплопроводного газа около плоской пластины. Режим сильного взаимодействия соответствует, как известно, предельному переходу [c.142]

Ряд вопросов теории сверхзвуковых течений вязкого теплопроводного газа рассмотрен в обзоре Л. Г. Лойцянского с соавторами (стр. 507—559). [c.153]

Запишем уравнения одномерного стационарного течения вязкого теплопроводного газа [c.90]

Уравнения движения вязкого теплопроводного газа были выведены в гл. II. Однако при решении всех конкретных задач о течениях сжимаемого газа, рассматривавшихся в предшествующих главах, предполагалось, что газ является невязким и нетеплопроводным. Действительно, в указанных задачах влияние вязкости и теплопроводности могло проявиться только в ударных волнах, которые рассматривались как сколь угодно тонкий переходный слой, в пределе сводящийся к поверхности разрыва. [c.490]

Структура фронта У. в. в газах. Вязкий скачок у и л о т н е н и я. Необратимость ударного сжатия свидетельствует о наличии диссипации механич. энергии во фронте У. в. Простейшая теория, учитывающая диссипативные процессы, основана на ур-ниях динамики вязкого теплопроводного газа. Поскольку толщина фронта невелика, достаточно рассмотреть одномерное стационарное течение в системе координат, в к-рой У. в. покоится. Система ур-пий для этого случая имеет вид [c.229]

Кинетические коэффициенты. Процессы трения и теплопередачи, протекающие в вязком теплопроводном газе, зависят от таких кинетических коэффициентов газа, как динамический коэффициент вязкости ц и коэффициент теплопроводности Я. Установлено, что при отсутствии диссоциации коэффициент ц зависит лишь от температуры и может быть определен по формуле [c.51]

В более общих случаях обтекания, характеризующихся влиянием ряда других физических и термодинамических параметров на аэродинамические свойства летательных аппаратов, критерии динамического подобия будут более сложными и разнообразными. Для установления этих критериев можно применить другой метод теории размерности и подобия. Основанный на использовании уравнения движения вязкого теплопроводного газа. [c.134]

В работе [102] проведено численное исследование двумерных ламинарных течений вязкого теплопроводного газа в соплах Лаваля в широком диапазоне чисел Ке при различных геометрических параметрах сопел. Алгоритм расчета основан на явной схеме типа предиктор-корректор и методе установления. Он предусматривает возможность расчета течений с закруткой потока. В качестве [c.349]

Можно обобщить решение обратной задачи теории сопла для течения вязкого теплопроводного газа. [c.189]

Аналогичный результат справедлив, если рассмотреть течение бинарной газовой смеси вязких, теплопроводных газов, описываемое системой уравнений [c.59]

В дальнейшем течение смеси вязких, теплопроводных газов будет рассматриваться па основе модели (9). Аналогичные уравнения на основе феноменологических законов сохранения предложены в работах [34—39]. [c.59]

Решение полных уравнений Навье—Стокса является трудоемкой задачей, и обычно рассматривают предельные случаи — уравнения идеальной жидкости и пограничного слоя. Физически это соответствует тому, что вязкими силами и теплопроводностью пренебрегают и учитывают их влияние только вблизи поверхности. С математической точки зрения уравнения идеальной жидкости и пограничного слоя являются внешним и внутренним асимптотическими разложениями уравнений Навье—Стокса при Re oo. Упрош.енные математические формулировки задач обтекания тел вязким теплопроводным газом приведены в разд. 5. [c.63]

Уравнения движения вязкого теплопроводного газа описывают сложную картину течения, которая для одной и той же задачи имеет области с различными физическими и математическими свойствами. В рассматриваемых задачах можно выделить область пограничного слоя, ударной волны, отрыва потока и следа за телом. Течения вязкого газа характеризуются наличием мелкомасштабных и крупномасштабных вихреобразований, возникновением турбулентности. [c.103]

Стационарные уравнения движения вязкого теплопроводного газа в произвольной криволинейной системе координат имеют такой вид [c.107]

Полная система уравнений Рейнольдса для двухмерного турбулентного течения вязкого теплопроводного газа, состоящая из уравнений сохранения массы, количества движения и энергии для размерных функций в дивергентной векторной форме в прямоугольных координатах х и у, имеет вид [9,11] [c.13]

Заключение. Численное моделирование двухмерного турбулентного течения вязкого теплопроводного газа в турбинной решетке на основе полной нестационарной системы уравнений Рейнольдса и двухпараметрической <г/-(о-модели турбулентности развито на выдув охлаждающего воздуха в щель на выходной кромке профиля. [c.22]

Один случай политропного газа (7 = 2). Для совершенного, не вязкого и не теплопроводного газа уравнения движения, неразрывности и адиабатичности можно написать в виде [3] [c.88]

Цвиккер и Костен [222] рассматривали закономерности распространения звука в вязком теплопроводном газе в цилиндрических трубках, Био [258] — в вязкой жидкости, заполняющей такую среду, П. П. Золотарев — в теплопроводящей жидкости в щелевых каналах [82]. [c.95]

Рассматривается обтекание плоской поверхности клина гиперзвуковым потоком вязкого теплопроводного газа. Начало декартовой системы коодинат совпадает с передней кромкой, ось х1. направлена вдоль поверхности, ось у — по нормали к ней (рис. 4.17). Согласно [Хейз У. Д., Пробетин Р.Ф., 1962] режим сильного гиперзвукового взаимодействия реализуется при [c.182]

С истема дифференциальных уравнений в частных производных (1.6)... (1.8) в общем случае описывает пространственное нестационарное движение вязкого, теплопроводного газа с неравцо-весным возбуждением различных степеней свободы молекул, неравновесными химическими реакциями, фазовыми прев аще-ниями. [c.9]

УДАРНЫЕ ПОЛНЫ В БИНАРПОИ СМЕСИ ВЯЗКИХ, ТЕПЛОПРОВОДНЫХ ГАЗОВ [c.91]

Выведем дифференциальные уравнения для ламинарного пограничного слоя при установившемся илоскопараллельном течении вязкого сжимаемого газа, используя отмеченный ранее факт, что для маловязких жидкостей (при больших числах Рейнольдса) влияние вязкости и теплопроводности сосредоточено в тонком слое вблизи обте1 аемой поверхности, т. е. [c.283]

I — характерный размер и — перемещение. К — вязкость упруго-вязкой среды у — удельная поверхностная энергия материала а — коэффициент температуропроводности а — коэффициент теплового расширения АТ — разница температур теля и среды, вызывающая разрушение материала JJ, коэффициент Пуассона w — скорость потока жидкости п — частота возбуждения потока а — коэффициент теплообмена — коэффициент теплопроводности тела коэффициент теплопроводности газа v — кинематичесипя вязкость Др — перепад давления газа р — плотность с —удельная теплоемкость а- — скорость звука в заданной среде g — ускорение земного притяжения q — удельный тепловой поток — температура среды — [c.217]

Гипврзвуковое течение вязкого г а. 4 а. Применительно к модели вязкого и теплопроводного газа асимптотич. теория ур-ний газовой динамики при 1/jW—>-0 является более сложной, чем для идеального газа. Для решения задач гинерзвукового обтекания тел в зависимости от значений Рейнольдса числа Re ул1еньшающсгося с увеличением высоты полета), а также от значений др. характерных параметров — е, N, jV- (o) — показатель степени в завнсимос-ти коэф. вязкости [д, от темп-рыг исполь.чуются [c.480]

Дифференц. ур-ния течения вязкого теплопроводного однородного газа в ламинарном II, с. у поверхности тела произвольной формы могут быть получены из На-вье — Стокса уравнений, отбрасыванием членов, к-рые несущественны при достаточно больших числах Рейнольдса, когда толщина П. с. мала по сравнению с размерами тела. Основы такого подхода были заложены Л. Прандтлем (Ь. Ргаш111) в 1904. В случае стационарного двумерного течения эти упрощённые ур-ния На-вье — Стокса, известные как ур-ния П. с., или ур-ния Прандтля, представляют собой нелинейные дифференц. ур-ния параболич. типа и имеют вид ур-ние сохранения количества движения [c.662]

Смысл введения Р. ч. наряду с числом Грасгофа при рассмотрении свободноконвективного теплообмена связан с тем обстоятельством, что, как показывают численные решения ур-ннй вязкой теплопроводной среды и прямые эксперим. исследования, для газов и веме-таллич. жидкостей безразмерный коэф. теплообмена — Нусселъта число (Nu) —определяется именно произведением чисел Грасгофа и Прандтля, т. е. [c.405]

Из уравнения (59) следует, что индивидуальное изменение отнесенной к единице массы внугрепней энергии (а следовательно, температуры) движущейся частицы вязкого сжимаемого газа происходит за счет 1) теплопроводности, 2) нагревания газа вследствие его сжатия и 3) превращения в тепло работы сил вязкого треиия. [c.519]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...