Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Компанеец А.С. -> "Физико-химическая и релятивистская газодинамика" -> 16

Физико-химическая и релятивистская газодинамика - Компанеец А.С.

Компанеец А.С. Физико-химическая и релятивистская газодинамика — М.: Наука, 1977. — 287 c.
Скачать (прямая ссылка): fizikohimirelyagazodinamika1977.pdf
Предыдущая << 1 .. 10 11 12 13 14 15 < 16 > 17 18 19 20 21 22 .. 93 >> Следующая

1. Рассмотрено нелинейное уравнение теплопроводности со степенной зависимостью теплопроводности и теплоемкости от температуры,
2. При температуропроводности, стремящейся к нулю в начальном состоянии, решение отлично от нуля в конечной области, так что существует граница решения и невозмущенной области. Рассмотрено решение вблизи границы.
3. Составлены уравнения для автомодельного решения задачи о распространении отдельного теплового импульса.
4. Дано аналитическое решение уравнений в плоском случае.
(43)
всегда допускает решение вида
(44)
Заключение
ОБ ОХЛАЖДЕНИИ ВОЗДУХА ИЗЛУЧЕНИЕМ. I *
ОБЩАЯ КАРТИНА ЯВЛЕНИЯ
И СЛАБАЯ ВОЛНА ОХЛАЖДЕНИЯ
?
Совместно с Я* Б. Зельдовичем и Ю. Я. Райзером
1. Качественная картина процесса охлаждения
нагретого воздуха
Задача о сильном взрыве в воздухе была рассмотрена Седовым [1] ('см. также [2]). Сильная ударная волна необратимо нагревает воздух до весьма высоких температур, так что после взрыва, когда давление падает до атмосферного, образуется большая масса сильно нагретого воздуха.
Представим себе большую массу воздуха с линейными pas-мерами порядка нескольких сот метров, нагретую до высокой температуры - выше 100 000° в центре; к периферии температура спадает ниже 100°, Как охлаждается такая масса? Очевидно, что молекулярная теплопроводность не играет никакой роли: при коэффициенте диффузии телла (температуропроводности) порядка 1 см2/сек и размере ~10А см воздух остывал бы год. Конвективный подъем за счет различия плотности горячего и холодного воздуха и связанное с подъемом перемешивание горячего воздуха с окружающими массами холодного более существенны, Однако в первые 2-3 сек подъем невелик. Очевидно, что конвективный подъем не может превышать gi72, что составляет 5 ж за 1 сек, 20 м за 2 сек, 46 At за 3 сек. Поэтому, рассматривая первые секунды, можно не учитывать и конвекцию. Основным фактором является световое излучение воздуха, рассмотрению которого и посвящена настоящая работа.
Характерная особенность задачи состоит в том, что прозрачность воздуха сильно зависит от температуры. Холодный воздух, как известно, прозрачен для видимого света, что и обусловливает возможность лучистого охлаждения нагретого объема.
Непрерывный спектр поглощения света в нагретом воздухе обязан главным образом фотоиониз^цин возбужденных атомов. Энергия ионизации атомов азотч и кислорода в основном состоянии (/^14 eV) при температурах порядка 10 000й значительно больше энергий квантов, играющих основную роль в потоке энергии hv порядка нескольких kT. Эти кванты могут поглощаться лишь атомами, возбужденными до энергии / - hv, равновесное количество которых пропорционально больцмановскому фактору ехр{- (I + hvfkT)}. Поэтому длина пробега света, равная обратной величине коэффициента поглощения, чрезвычайно сильно зависит от температуры. Длина пробега меняется от ки~
* ЖЭТФ, 1958, 34, вып. 5, 1278.
52
лометров при 7"^6000° до метров при Г" 10000° л сантиметров при Тях 13 000°.
Очевидно, что излучение, охлаждающее воздух, определяется в основном тем слоем, в котором длина пробега излучения порядка размеров системы, т. е. слоем с температурой порядка 10 000е, которую можно назвать температурой прозрачности Т^
Более холодный воздух прозрачен и пе излучает, более горячий воздух непрозрачен, интенсивно излучает, но испущенное им излучение тут же поглощается. Такого рода соображения, определяющие эффективный излучающий слой, ни в какой степени не являются новыми, они общеприняты при изучении звезд. Но в отличие от звезд излучение энергии воздухом не компенсируется !притоко'м энергии из внутренней более нагретой области, так как распределение температуры в нашем случае определяется главным образом предыдущей историей явления и не подчинено условию стационарности. Поэтому можно ожидать, что если в начальный момент имеется какое-то плавное распределение температуры, изображенное на рис. 1, то охлаждаться излучением начнет слой с температурой порядка 10000° и в следующие моменты распределение температуры 1Под влиянием излучения будет изменяться так, как показано на рис. 1. Один за другим слои воздуха будут охлаждаться до температуры прозрачности. По нагретому выше Т2 газу распространяется температурный уступ - волна охлаждения (ВО), в котором температура резко падает от начального значения 77 до температуры прозрачности 7V
Изображая последовательные изменения распределения температуры на рис. 1, мы отвлекаемся от изменения распределения за счет чисто гидродинамического движения, В действительности уступ образуется еще до того, как давление в воздухе упадет до атмосферного, и гидродинамический разлет прекратится' примерно в тот момент, когда охлаждение излучением слоя с температурой ~ 10 000° станет сравнимым с адиабатическим ох-
53
лаждением расширяющегося воздуха. В дальнейшем, когда адиабатическое охлаждение по мере падения давления быстро уменьшается, охлаждение излучением начинает играть главную роль. Напротив, до момента образования уступа основную роль играет адиабатическое охлаждение и потери на излучение малы.
Предыдущая << 1 .. 10 11 12 13 14 15 < 16 > 17 18 19 20 21 22 .. 93 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed