Истечение газа в вакуум

Как видно из формул (10.18) и (10.19), скорость истечения определяется состоянием газа на входе в сопло и его конечным давлением на выходе или разностью энтальпий на входе и выходе из сопла При истечении газа в вакуум (ра = 0) скорость истечения должна быть максимальной [c.130]

Замечание 2.2. При выдвижении поршней, угол между которыми а > тг/2, можно всегда построить решение в классе автомодельных потенциальных двойных волн только для достаточно больших скоростей V и V2, когда есть истечение газа в вакуум. В случае же малых Vi найти в этом классе решение без особенностей, вообще говоря, невозможно. (В частности, если одну из стенок оставить неподвижной, в окрестности вершины двугранного угла заведомо появляется слабая ударная волна.) [c.129]

ПРИБЛИЖЕННЫЙ МЕТОД РЕШЕНИЯ НЕКОТОРЫХ ЗАДАЧ О ПРОСТРАНСТВЕННОМ ИСТЕЧЕНИИ ГАЗА В ВАКУУМ [c.346]

Рассмотрим следующую задачу. Пусть покоящийся политропный газ с с = 1 находится внутри или вне достаточно гладкого выпуклого объема V, ограниченного по верхностью S (соответственно цилиндра в плоскопараллельном случае). Поверхность S мгновенно разрушается, и начинается истечение газа в вакуум. Будем интересоваться начальной стадией разлета либо до момента обращения в нуль одного из радиусов кривизны главных нормальных сечений поверхности слабого разрыва, распространяющегося по покоящемуся газу, либо до фокусировки в какой-либо точке фронта истечения газа в вакуум и, таким образом, можем использовать уравнения изэнтропического потенциального течения газа. [c.346]

Пространственное истечение газа в вакуум [c.347]

Пусть в начальный момент времени t = О однородный политропный газ с показателем адиабаты 7, 1 < 7 < 3, и скоростью звука q = 1 покоился внутри бесконечного двугранного угла, сечение которого B QA в плоскости xi,x2 изображено на рис. 1, где Q0 — биссектриса угла B QA. Стенка QB в момент t = О мгновенно убирается, так что начинается истечение газа в вакуум, а стенка QA начинает с нулевой начальной нормальной скоростью по некоторому закону вдвигаться в газ, так что вдали от точки Q плоский слой единичной толщины, ограниченный линиями QA и Х2 = О, в момент t = 1 неограниченно сжимается в процессе безударного сжатия [Г. [c.414]

Задача, когда мгновенно убираются две стенки QB и QA и начинается истечение газа в вакуум из двугранного угла, точно решена в классе двумерных автомодельных [c.414]

В то же время оценки предельных степеней кумуляции плотности и энергии [2], а также оценки параметров соответствующих экономичных процессов сжатия требуют рассмотрения более общих классов решений. Подробному анализу одного из таких классов точных решений [2], уже обладающему в общем случае свойством движений с однородной деформацией, и посвящена предлагаемая работа. Кроме задач неограниченного плоского и осе симметричного безударного сжатия, при помощи этого же класса течений решается задача об истечении газа в вакуум из неограниченного конуса. [c.437]

Плоское решение для iV = О, 7 < 3 впервые было построено [9] и использовано для решения задачи об истечении газа в вакуум вдоль косой стенки. [c.441]

Класс решений (1.6) можно применить не только к задачам о сильных сжатиях, но и к решению задач об истечении газа в вакуум из бесконечных конусов. [c.446]

Пусть газ с теми же исходными параметрами (п. 1) находится в момент t = О внутри бесконечного конуса с вершиной в начале координат и углом полураствора а (рис. 1). Боковая поверхность конуса при t = О мгновенно разрушается и начинается истечение газа в вакуум. Плоский вариант такой задачи был решен в [9 . [c.446]

Этот эффект проявляется, например, при истечении газа в вакуум. См. 6.9. [c.391]

Один из простейших путей получения хорошо рассчитываемых потоков сильно разреженного газа (молекулярных пучков) был уже рассмотрен в 6.3 и 6.8. Это свободномолекулярное истечение газа в вакуум через отверстие, диаметр которого много меньше длины свободного пробега молекул в сосуде. Однако этот способ обладает двумя существенными недостатками малой скоростью потока и малой его интенсивностью. Действительно, молекулы вылетают из сосуда [c.422]

В седьмой главе излагаются приближенные методы решения задач, в которых средняя длина свободного пробега сравнима с некоторой характерной длиной, фигурирующей в задаче (переходный режим) в частности, подробно обсуждаются течения разреженного газа мел<ду параллельными пластинами и коаксиальными цилиндрами, структура ударной волны, задача о передней кромке, истечение газа в вакуум при этом обращается внимание на сравнение теории с экспериментом. Восьмая — и последняя — глава содерл<ит обзор математически наиболее развитой части теории, связанной с теоремами существования и единственности. [c.8]

ИСТЕЧЕНИЕ ГАЗА В ВАКУУМ 423 [c.423]

Истечение газа в вакуум [c.423]

Одной из основных теоретических и экспериментальных задач динамики разреженного газа является свободное истечение газа в вакуум. Такое течение происходит, например, при выходе газа через отверстие в камеру низкого давления. Эта задача охватывает в простой форме переход от континуального до почти свободномолекулярного течения без обычных сложностей, связанных с эффектами взаимодействия газа с поверхностью. [c.423]

ИСТЕЧЕНИЕ ГАЗА В ВАКУУМ 425 [c.425]

ИСТЕЧЕНИЕ ГАЗА В ВАКУУМ 427 [c.427]

Отсюда следует, что скорость истечения газа в вакуум (/ й = 0) [c.405]

ЗАДАЧА О ПОРШНЕ. ИСТЕЧЕНИЕ ГАЗА В ВАКУУМ 179 [c.179]

Если конечная скорость поршня превосходит по величине максимальное значение скорости расширения газа ы ,ах и, следовательно, начиная с некоторого момента, поршень отрывается от газа и перестает влиять на его движение, то можно считать, что, начиная с этого момента, поршня просто нет и фронт расширяющегося газа граничит с областью вакуума. Если при этом вновь совершить предельный переход, устремляя к нулю длину отрезка траектории поршня, на котором скорость возрастает до то получим течение с центрированной волной Римана, на границе которой давление и плотность равны нулю, а скорость газа равна скорости истечения газа в вакуум поршень при этом можно считать исчезнувшим в начальный момент времени. Эту задачу можно трактовать следую- [c.181]

Возникновение центрированной волны Римана с особенностью в точке О в задаче об истечении газа в вакуум при удалении перегородки вновь вызвано несогласованностью условий, задаваемых на границе области движения при подходе к точке О вдоль участка границы t О давление равно р , а при подходе к этой точке вдоль неизвестного заранее участка границы—переднего фронта истекаю-щего газа—давление равно нулю. [c.182]

Это же решение с центрированной волной Прандтля—Майера можно использовать, если считать, что прямолинейная стенка, вдоль которой движется со сверхзвуковой скоростью газ, обрывается в точке О, и газ истекает в область с пониженным давлением. Прямолинейную границу вправо от точки О следует при этом считать свободной границей. При заданном давлении во внешнем пространстве скорость на свободной границе находится из интеграла Бернулли, а угол отклонения потока в центрированной волне—из соотношения (11.1). В частности, при истечении газа в вакуум угол отклонения свободной границы будет равен предельному. [c.289]

Покажем, что при помощи (2.4) можно решить задачу об истечении газа в вакуум из некоторого бесконечного трехгранного угла, одна из граней которого мгновен-но убирается, а истечение происходит вдоль продолжений плоскостей двух других граней. Пусть в покоящемся газе с = 1. В (2.4) положим [c.84]

Построение полей сильных течений разрежения при стационарном и нестацио парном истечении газа в вакуум. [c.243]

Приведем результаты некоторых численных расчетов и обсудим пределы приме нимости рядов типа (1.1) для решения задач об истечении газа в вакуум. Определение области сходимости рядов (1.1) представляется чрезвычайно трудной задачей. Хотя результаты [3] гарантируют сходимость лишь при малых г и t, численные расчеты по казывают, что коэффициенты рядов убывают быстро и даже при относительно больших г и t мы можем получить приемлемые результаты, сохраняя небольшое число членов [c.348]

Багикирцева И.А. Применение численно-аналитических методов к задачам об истечении газа в вакуум // Вопросы атомной науки и техники. Сер. Матем. моде лир. физ. проц. 1990. Вып. 3. [c.413]

Системы дифференциальных уравнений (5.14 ч- 5.16), (5.17—5.19), (5.20 5.22) и граничные условия (5.4) и (5.5—5.9) записаны в безразмерном виде, причем масштаб времени — L/Wm (Wm — скорость истечения газа в вакуум), масштаб длины — L, масштаб скорости — W , масштабы давления — pooW и плотности — роо [c.73]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...