Скорости молекул и скорости потока

СКОРОСТИ МОЛЕКУЛ И СКОРОСТИ ПОТОКА [c.31]

В реальных условиях в результате трения и завихрений при течении потока часть кинетической энергии направленного движения молекул превращается в энергию неупорядоченного движения молекул, что повышает энтальпию рабочего тела за соплом, уменьшает располагаемый теплоперепад и скорость потока [c.168]

Однако развитие современной теоретической (физики привело к мысли, что распространение потока любых материальных частиц управляется волновыми законами, так же как и в случае светового потока. Это значит, что строгое решение задачи о движении частиц под действием сил может быть получено лишь путем рассмотрения распространения соответствующих волн. Не останавливаясь на природе таких волн, укажем лишь, что длина их связана с массой т и скоростью V движущихся частиц ( )ормулой к = к/ти (де Бройль, 1923 г.), где к = 6,624-10 Дж-с — постоянная Планка. Отсюда видно, что чем больше масса частицы и чем больше ее скорость, тем меньше длина волны. Но даже для частиц с наименьшей известной массой, для электронов (т ж 0,9-10 г), движущихся с умеренной скоростью, соответствующая длина волны очень мала. Так, например, для электронов, ускоряемых разностью потенциалов в 150 В, 1 = 1 А ). Для более быстрых электронов, а также для атомов, молекул или же тел еще большей массы длина волны будет гораздо более короткой. Таким образом, законы распространения даже наиболее легких частиц (электронов) соответствуют законам распространения очень коротких волн. [c.358]

Формулы (8.1) — (8.3) носят, конечно, лишь оценочный характер. При фактическом сравнении экспериментальных и теоретических данных необходим более аккуратный расчет. Так, выше относительная скорость молекул в набегающем потоке принималась равной скорости звука а = / ий7 /от, в то время как более точно средняя относительная скорость молекул при максвелловском распределении равна [c.414]

Согласно теории переноса (см. 1.8), изменения любого макроскопического свойства газа зависят как от потока молекул, так и от их соударений. Иными словами, интенсивность переноса зависит от средней скорости молекул и [c.58]

Тепловыми скоростями молекул можно пренебречь (они в среднем весьма малы по сравнению со скоростью движения спутника по орбите) градиентный эффект также не будем рассматривать. Рассмотрим только эффекты, указанные в пунктах 1 и 2. Компоненты момента аэродинамических сил по осям, связанным со спутником, в общем случае зависят от ориентации этих осей относительно набегающего потока и от компонент р, д, г угловой скорости вращения спутника относительно потока. Ввиду малости линейной скорости вра-шения оболочки спутника по сравнению со скоростью движения центра масс спутника зависимость момента сил от р, д, г можно принять линейной. Пусть /, к — единичные векторы по главным центральным осям спутника. Тогда вектор момента аэродинамических сил [c.36]

Приведенные в этом параграфе результаты получены в предположении, что молекулы газа, падающие на поверхность тела, не имеют соударений с отлетающими молекулами. Поэтому считают, что в газе имеет место максвелловское распределение скоростей теплового движения молекул газа, на которое накладывается макроскопическая скорость газового потока. Энергия (падающих на стенку молекул определяется при этом с учетом как макроскопической скорости, так и скорости, теплового движения молекул. Количество переданной стенке энергии определяется через коэффициент аккомодации [см. (11-34)]. [c.254]

Тепловые характеристики плазменных струй различны и определяются энтальпией используемых газов, теплотой диссоциации молекул и скоростью плазменного потока. При напылении энтальпия плазменной струи находится в пределах (2,5—3,8) 10 Дж/л. Для азота среднемассовая температура струи составляет около 5800 К, если рассчитывать энтальпию как мощность дуги, отнесенную к расходу газа. [c.206]

Мысленно можно представить, что вся масса жидкости, заключенной между этими пластинками, состоит из бесчисленного множества весьма тонких слоев, границы которых на рис. В.1 показаны пунктирными прямыми. Расстояния между осями этих слоев по нормали к направлению их движения равны 6 . Такое движение потоков получило название ламинарного (слоистого). Скорости движения слоев потока жидкости изменяются по нормали непрерывно от ы = ын=0 до ы= в-Эпюра скоростей показана на рис. В.1. Естественно, здесь сделано допущение о непрерывном изменении скорости, так как фактически толщина слоя не может быть меньше размера молекулы и скорость в пределах такого слоя остается неизменной. [c.16]

В промежуточном случае О < а < 1 газ приобретает дополнительную энергию от стенки как вместе с испаренной массой, так и вследствие диффузного отражения молекул от нагретой стенки, т.е. поток энергии имеет как конвективную, так и молекулярную составляющие. Кривые на фиг. 1 показывают, что качественно характер течения определяется наличием конвективной составляющей в потоке энергии, хотя количественное различие со случаем, когда конвективная составляющая отсутствует, имеет место. Сохраняются все те же две зоны потока с постоянными параметрами. Видно также, что уменьшение а приводит не только к естественному уменьшению скорости ударной волны и скорости потока за ней, но и к некоторому перераспределению значений параметров. С уменьшением а температура в пристеночной области становится выше (возрастает роль молекулярного нагрева без испарения), [c.149]

Шаг по времени (определяющий расстояние, на которое перелетит частица и количество столкновений в ячейке) в каждой ячейке свой, причем он возрастает пропорционально радиусу, на котором находится данная ячейка. Шаг по времени в первой ячейке Д равняется времени, за которое частица с безразмерной скоростью м = 2 проходит расстояние, равное размеру первой ячейки. Очевидно, что при данном распределении размера ячеек и шага по времени при истечении в вакуум количество молекул, приходящееся в среднем на одну ячейку, будет приблизительно постоянным. Это приводит к тому, что величина статистической погрешности слабо зависит от расстояния до источника. Такой метод позволяет сильно сократить время расчета и затраты оперативной памяти. Для газодинамических параметров (плотность, скорость, температура) статистическая погрешность не превышала 0.05%, для напряжений и потоков тепла - 0.5%. [c.125]

Сопротивление частиц обусловлено в основном разностью средних скоростей частиц и потока. Предполагается, что твердые частицы даже субмикронных размеров состоят из миллионов молекул каждая. Поэтому скорость каждой твердой частицы, обуслов.ченная ее тепловым состоянием, крайне мала. Скольжение, [c.297]

При и Ст (скорость потока значительно больше вероятной скорости хаотического движения молекул) [c.157]

Если скорость потока газа значительно превосходит вероятную скорость движения молекул (и>Ст), то, как уже указы-нал ось при выводе выражения (77), [c.158]

В турбулентном потоке в фиксированной точке пространства скорость, давление и температура непрерывно и неравномерно изменяются во времени (рис. 13.1). Такие изменения называются пульсациями-, они являются наиболее характерным свойством турбулентного течения. Элементы жидкости, пульсирующие в потоке, представляют собой не отдельные молекулы, а относительно крупные образования ( турбулентные моли ). [c.255]

Пусть в цилиндрической трубе существует поток с параметрами Ui, Pi, Pi, Гх и в результате его торможения образовался скачок, за которым параметры потока Uj, р , pj, Tj (рис. 11.5). Строго говоря, скачок не является поверхностью, а имеет некоторую протяженность в направлении вектора скорости, т. е. занимает некоторый объем. Однако эта протяженность весьма мала (порядок длины свободного пробега молекул) и в газодинамических расчетах принимается равной нулю. Выделим двумя 424 [c.424]

При очень больших скоростях потока и при высоких температурах в аэродинамике имеют дело со смесью газов. Например, воздух при температурах до 500 К остается совершенным двухатомным газом, имеющим постоянный молекулярный вес т fn 29 и показатель адиабаты у = 1,405. При дальнейшем росте температуры увеличивается теплоемкость воздуха, что объясняется возбуждением внутренних степеней свободы в молекулах воздуха. Затем с ростом температуры происходит диссоциация воздуха (молекулы распадаются на атомы) при температурах свыше 2000 К распадается молекулярный кислород, при 4000 К и выше существенным становится разложение азота. В диапазоне температур 7000... 10 ООО К начинается процесс ионизации атомов с образованием свободных электронов. Указанные процессы являются весьма энергоемкими, и это обстоятельство необходимо учитывать при расчете течений. Если скорость химических превращений в газовой смеси велика по сравнению со скоростями газодинамических процессов, то смесь находится в химическом равновесии. В этом случае, как уже отмечалось, вместо уравнений переноса i-то компонента следует рассматривать законы действующих масс в виде (1.26). [c.29]

В этом режиме из всего числа эмитируемых поверхностью молекул около 18 % в результате столкновений возвращаются в конденсированную фазу (конденсируются), а примерно 82 % уносятся отходящим потоком, скорость которого равна скорости звука в паровой фазе. Что касается конденсации, то для нее подобный предел не существует в 80-х годах были опубликованы результаты теоретических исследований сверхзвуковой конденсации, выполненные А.П. Крюковым, А.А. Абрамовым и М.Н. Коганом (см. [23]). [c.74]

Пример 14.2. Сравнение молекулярной и турбулентной вязкости. Напомним определение вязкости в кинетической теории газов (рис. 14.12, а). Сквозь контрольную поверхность э—s за единицу времени в каждом из направлений вдоль оси Оу (положительном -Н и отрицательном — ) в расчете на единицу площади проходит пс/6 молекул, где п — число молекул в единице объема, с — средняя квадратичная скорость поступательного движения молекул. Соответствующая плотность потока массы равна nm /6=p /6, где т — масса молекулы, р — плотность газа. Молекулы являются но- [c.368]

Линии, относящиеся к обтеканию континуумом, соответствуют коэффициенту восстановления, равному единице, т. е. положено, что Тст = Т. Из этих дзнных видно, что равновесная температура, принимаемая телом в свободномолекулярном потоке, выше температуры торможения, принимаемой телом при обтекании континуумом (плотным газом) при равных значениях М. Этот эффект объясняется следующим обстоятельством. В свободномолекулярном потоке полная скорость молекул, налетающих на тело, складывается из скорости потока и скорости теплового движения. При подсчете энергии эта скорость возводится в квадрат, что приводит к появлению дополнительного члена в вид удвоенного скалярного произведения векторов W и с. [c.278]

Определенная выше граница свободно-молекулярного режима (Л/г л 10) справедлива для газа, движущегося с малой скоростью или покоящегося, а также для неохлаждаемого тела при гиперзвуковых скоростях. Если тело сильно охлаждается, то при высоком коэффициенте аккомодации скорость отраженных молекул будет намного меньше скорости налетающих и плотность потока молекул от тела будет столь большой, что возможные столкновения между молекулами вблизи тела будут играть существенную роль. В этом случае критерием свободно-молекулярного режима является число Кнудсена, [c.331]

Было показано, что увеличение числа частиц связано с образованием первичных кластеров ZnO, поскольку пересыщение пара из молекул ZnO в условиях опыта оказалось больше, чем пересыщение пара из атомов Zn. Наблюдаемые частицы представляли собой конденсаты Zn на ядрах ZnO. В случае Na и К к парам металла подмешивали не чистый Oj, а окись NjO в соотношении парциальных давлений от 100 (NgO) 100 (Me) до 1(N20) 100 (Me). При высокой концентрации NjO (100%) в потоке аргона возникали только ча--стицы NajO или KjO диаметром 20 нм. Отсутствие более мелких частиц свидетельствовало об их коагуляции. При малых добавках NjO картина значительно усложнялась и зависела от места наблюдения и скорости потока. [c.131]

Однако в реальном газе сечения столкновений уменьшаются при увеличении относительной скорости молекул. Очевидно, что сопоставимые данные можно получить только в том случае, если сечение столкновения модельных молекул-шаров принять равным действительному сечению при столкновениях отраженных и набегающих молекул, а переход к параметрам набегающего потока производить в обоих случаях в соответствии с реальным законом изменения взаимодействия молекул. При этом надо иметь в виду, что для одного и того же газа переход к параметрам набегающего потока в условиях трубного эксперимента (особенно в гиперзвуковых трубах) и в натурных условиях может оказаться различным, Как уже отмечалось в 6.6, в аэродинамических трубах при больших числах Маха температура набегающего потока часто много ниже температуры набегающего потока в условиях натурного полета при тех же числах Маха. В соответствии с этим и относительные скорости молекул в набегающем потоке в трубных условиях много меньше, чем в натуре. Но при меньших относительных скоростях сечение столкновений изменяется. гораздо быстрее при изменении относительной скорости сталкивающихся молекул, Чем при больших относительных скоростях. В результате, например, может оказаться, что в условиях аэродинамической трубы молекулы ведут себя подобно максвелловским молекулам, В то время как в условиях натурного полета их сечение изменяется мало и, следовательно, их поведение удовлетворительно аппроксимируется молекулами-шарами. Поэтому расчет, проведенный для молекул-шаров при определенных числах Маха и Кнудсена, будет согласовываться с результатами натурных исследований при тех же числах Маха и Кнудсена, в то время как этот же расчет соответствует трубным испытаниям при другом числе Кнудсена набегающего потока. [c.413]

Господствующая тенденция в развитии лабораторного приборостроения заключается во все более широком использовании явлений, происходящих внутри клеток, коллоидных мИцелл, молекул, ионов, атомов и ядер, т. е. внутренних эффектов. Внешние макроскопические эффекты находят в основном применение при дозировании жидкостей по объему и массе, а также при измерении мощности и скорости потоков. В данной группе эфс ктов измеряемая величина преобразуется сначала в линейное перемещение соответствующего элемента датчика, усилие или угловую скорость, а затем в перемещение стрелки индикатора, каретки регистратора, изменение электрического или другого сигнала. [c.28]

Механизм влияния начальной температуры заряда на скорость горения достаточно очевиден. Под действием подводимого тепла частицы топлива вблизи поверхности горения сначала газифицируются, а химические реакции протекают в основно.м уже в газовой фазе. В это.м процессе основную роль играют условия передачи тепла от газа к поверхности заряда. При более низкой температуре заряда время газификации несколько затягивается. Отсюда, как следствие, и снижение скорости горения. Кстати, из такого представления становится ясной и роль давления. Чем выше давление, тем большее число молекул горячего газа находится у поверхности заряда и тем интенсивнее идет подвод тепла. В этих рассуждениях можно пойти и дальше. Коль скоро процесс связан с условиями передачи тепла, то скорость горения до 1Жна еще зависеть и от скорости с.мены активных молекул вблизи стенки. Иначе говоря, скорость горения должна возрастать также и со скоростью газового потока, проходящего вдоль поверхности заряда. Так оно и получается. В поток, по мере приближения к соплу, вливаются все новые и новые порции газа, и скорость потока возрастает. Поэто.му заряд со стороны сопла горит быстрее, и при проектировании заряда и двигателя в це-.лом это обстоятельство также должно приниматься во внимаине. [c.148]

Так как скорость хаотического движения молекул нропорцпо-пальна корню квадратному из температуры, то вероятная ско-рость отраженных молекул может быть выражена через вероятную скорость молекул набегающего потока и отношение температур [c.160]

Для количественной оценки взаимодействия разреженного потока газа с поверхностью необходимо знать динамические характеристики каждой молекулы или групп молекул перед соударением их со стенкой. Для оценки этих характеристик в молекулярно-кинетической еории используется функция распределения молекул по скоростям, которая описывается уравнением Больцмана. Для случая, когда молекулы взаимодействуют между собой в форме парных столкновений и нет других факторов, возмущающих движение молекул, а газ находится в стационарном состоянии, функция распределения найдена и известна под названием функции распределения Максвелла. Она используется при расчетной оценке теплоотдачи поверхности в свободно-молекулярном потоке газа. [c.393]

Таким образом, по скоростям вынужденного и теплового движений в невозмущеином потоке определяется энергия молекул перед их соприкосновением со стенкой, а полнота энергообмена при соударении со стенкой оценивается с помощью коэффициента аккомодации. На основе формулы (11.1) можно записать [c.397]

Электромагнитные методы основаны на явлении ядерного магнитного резонанса (ЯМР) или на изучении траектории движения заряженных частиц в электрическом поле. Наряду с концентрацией компонента в потоке методы ЯМР позволяют определять и скорость, а следовательно, определять как истинную, так и расходную концентрацию компонента (фазы) в потоке. Так как чувствительность метода зависит от степени поляризации молекул, то наилучшие результаты получают при изучении веществ, молекулы которых являются ярковыраженными диполями. [c.242]

Пусть в цилиндрической трубе существует потоке параметрами Uj, РрРц Т ив результате его торможения образовался скачок, за которым параметры потока 2- Р2- Рг. 2 (рис. 209). Строго говоря, скачок не является поверхностью, а имеет некоторую протяженность в направлении вектора скорости, т. е. занимает некоторый объем. Однако эта протяженность весьма мала (порядка длины свободного пробега молекул) и в газодинамических расчетах принимается равной нулю. Выделим двумя плоскостями 1 п 2 отсек газа, включающий поверхность разрыва, или иначе, фронт скачка С—С. Пренебрегая действием массовых сил и предполагая распределение параметров газа по сечению трубы равномерным, уравнение количества движения в проекции на ось трубы для выделенного отсека запишем в виде [c.448]

Полуэмпирическая теория турбулентности Л. Прандтля (теория пути смешения) основана на аналогии между свободной длиной пробега молекул и длиной пути смешения — этот путь проходит турбулентный моль от своего зарождения до распада. Скорость движения моля на пути мешения равна пульсации скорости потока [c.370]

Влияние скорости потока на сдвиг потенциала (эффект магнитной обработки) имеет экстремальный характер (рис. 46), что совпадает с результатами исследований других авторов. Максимальный эффект магнитной обработки был отмечен при скорости потока, равной 2,5 м/с, и, циркулируя с этой скоростью, он за 30 мин пересекал магнитное поле 12 раз. Эффект магнитной обработки наблюдался только в циркулирующем потоке, в неподвижном растворе магнитное воздействие не изменяло его наводороживающей способности. Это связано с тем, что движение раствора при магнитной обработке приводит к нарущению водородных связей, увеличению молекулярных диполей и диэлектрической проницаемости раствора. Возбужденные молекулы воды связывают ионы водорода, что уменьшает адсорбционную активность сероводорода. [c.191]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...