Ol — V2X 58 страница

Таким образом, мы приходим к выводу, что если на входе трубы скорость газа меньше скорости звука, то движение остается дозвуковым и на всем дальнейшем ее протяжении. Ско­рость, равная местной скорости звука, если и достигается во­обще, то только на выходном конце трубы (при достаточно низ­ком давлении во внешней среде, в которую выпускается газ).

Для того чтобы осуществить сверхзвуковое течение газа по трубе, необходимо впускать газ в трубу уже со сверхзвуковой скоростью. В связи с общими свойствами сверхзвукового движе­ния (невозможностью распространения возмущений вверх по те­чению) дальнейшее течение газа будет происходить совершенно независимо от условий на выходе из трубы. В частности, будет происходить совершенно определенным образом возрастание энтропии вдоль длины трубы, и максимальное ее значение будет достигнуто на определенном расстоянии х = 1_к от входа. Если полная длина трубы / < l_h, то течение будет сверхзвуковым на всем ее протяжении (чему соответствует перемещение по ветви АО по направлению от Л к О). Если же / > то течение не может быть сверхзвуковым на всем протяжении трубы и в то же время не может перейти плавным образом в дозвуковое, так как передвигаться по ветви ОВ кривой можно лишь в направ­лении, указанном стрелкой. Поэтому в этом случае неизбежно возникновение ударной волны, переводящей движение скачком из сверх- в дозвуковое. При этом давление возрастает, мы пе­реходим с ветви Л О на ветвь ВО, минуя точку О, и на всем остальном протяжении трубы течение будет дозвуковым.

§ 99. Одномерное автомодельное движение

Важную категорию одномерных нестационарных движений сжимаемого газа составляют течения, происходящие в условиях, характеризующихся какими-либо параметрами скорости, но не длины. Простейший пример такого движения представляет дви­жение газа в цилиндрической трубе, неограниченной с одной стороны и закрытой поршнем с другой, возникающее, когда поршень начинает двигаться с постоянной скоростью.

Наряду с параметром скорости такое течение определяется ещё и параметрами, дающими, скажем, давление и плотность газа в начальный момент времени. Однако из всех этих пара­метров нельзя составить никаких комбинаций с размерностью длины или времени. Отсюда следует, что распределения всех величин могут зависеть от координаты х yi времени t только в виде их отношения x/t, имеющего размерность скорости. Дру­гими словами, эти распределения в различные моменты времени будут подобны друг другу, отличаясь лишь своим масштабом вдоль оси х, увеличивающимся пропорционально времени. Мож­но сказать, что если измерять длины в единицах, растущих пропорционально t, то картина движения вообще не будет ме­няться — движение автомодельно.

Уравнение сохранения энтропии для движения, зависящего только от одной координаты х, гласит:

ds, ds _п

Считая, что все величины зависят только от переменной | = x/t, и замечая, что при этом

а 1 rf д \й

dx t d\' dt t d\'

будем иметь (и* —|)s' = 0 (' означает дифференцирование

no £). Отсюда s' — О, т. е. s = const¹); таким образом, автомо­дельное одномерное движение не только адиабатично, но и изэнтропично. Аналогично из у- и 2-компонент уравнения Эй­лера.

найдем, что v_y и v_z постоянны; не ограничивая общности, мы можем положить их в дальнейшем равными нулю.

Далее, уравнение непрерывности и я-компонента уравнения Эйлера имеют вид

#+р£ +»£-о. <".'>

(здесь и ниже пишем просто v вместо о*). После введения пере­менной g они примут вид

(i>-|)_P' + pi/ = 0, (99,3)

(о-g)o' = —£-«=--£-(/. (99,4»

(Имея в виду постоянство энтропии, пишем во втором уравне­нии р' = {др/др) _sp' = с²р'-)

Эти уравнения имеют, прежде всего, тривиальное решение v = const, р == const — однородный поток с постоянной ско ростью. Для нахождения же нетривиального решения исклю­чаем из уравнений р' и v' и получаем равенство (о — |)² = с², откуда £ = v ± с. Мы будем писать это соотношение со знаком плюс:

j = v + c (99,5)

(выбор знака означает, что мы принимаем определенное условие для выбора положительного направления оси х, смысл которого выяснится ниже). Наконец, подставляя о — | = —с в (99,3), получим ср' = ро' или р dv = с dp. Скорость звука является функцией термодинамического состояния газа; выбрав в каче­стве основных термодинамических величин энтропию s и плот­ность р, мы можем представить скорость звука в виде функции плотности с(р) при заданном постоянном значении энтропии. Подразумевая под с такую функцию, пишем на основании полу­ченного равенства

__ —

') Предположение же v_x — £ = 0 противоречило бы остальным уравне­ниям движения: из (99,3) получилось бы v_x = const в противоречие со сде­ланным предположением..

Эту формулу можно написать также и в виде

Ш. (99,7)

где не предрешается выбор независимого переменного.

Формулы (99,5—6) определяют искомое решение уравнений движения. Если функция с(р) известна, то по формуле (99,6) вычисляем скорость v как функцию плотности. Уравнение (99,5) определит тогда в неявном виде зависимость плотности от x/t, после чего определится зависимость также и всех остальных ве­личин от x/t.

Выясним некоторые общие свойства полученного решения. Дифференцируя уравнение (99,5) по х, получаем:

<£^=>- дам»

Для производной от v -4- с имеем с помощью (99,6)

d (v + с) _£._!_ dc 1 d (рс)

dp р ' dp р dp *

ОС'- ' -

Но

dp -\/—dV/dp дифференцируя это выражение, получим:

£(££). - г = Je£ ₍₉₉₎₉₎

dp dp 2 V dp

Таким образом:

dp

d(v + с) р²с⁵ / d²V

UH^>0- ⁽⁹⁹'¹⁰⁾

Из (99,8) следует поэтому, что при t > 0 будет - > 0. Заме-
dp 2 dp dp ^ и
чая, что ~Q^ ^{= C} ~дх~' заключаем, что и > 0. Наконец,

dv с dp dv _ _л т,,

имеем 'j_x~—'_p~~gY' ^{так что} "аТ-^> *^аким образом, имеем не-
равенства:

f>»• f>°- да»)

СмЫсл этих неравенств становится более ясным, если сле­дить не за изменением величин вдоль оси х (при заданном t), а за их изменением с течением времени у данного передвигающе­гося в пространстве элемента газа. Эти изменения определяются полными производными по времени; так, для плотности имеем, воспользовавшись уравнением непрерывности:

dp dp. dp da

Согласно третьему из неравенств (99,11) эта величина отрица­тельна; вместе с ней, разумеется, отрицательна и производная

dp. dt "

(99,12)

Аналогичным образом (используя уравнение Эйлера (99,2)) можно убедиться, что dv/dt < 0; это, однако, не означает, что абсолютная величина скорости падает со временем, так как у может быть отрицательной.

Неравенства (99,12) показывают, что плотность и давление каждого элемента газа падают по мере его передвижения в про­странстве. Другими словами, передвижение газа сопровождается его монотонным разрежением. Поэтому рассматриваемое движе­ние можно назвать нестационарной волной разрежения¹).

Волна разрежения может простираться лишь на конечное расстояние вдоль оси л:; это видно уже из того, что формула (99,5) привела бы при л;-э-±оо к бессмысленному результату — бесконечной скорости.

Применим формулу (99,5) к плоскости, ограничивающей за­нимаемую волной разрежения область пространства. При этом x/t будет представлять собой скорость движения этой границы относительно выбранной неподвижной системы координат. Ско­рость же ее относительно самого газа есть разность x/t — и и согласно (99,5) равна как раз местной скорости звука. Это зна­чит, что границы волны разрежения представляют собой слабые разрывы. Картина автомодельного движения в различных конк­ретных случаях складывается, следовательно, из волн разреже­ния и областей постоянного течения, разделенных между собой поверхностями слабых разрывов (кроме того, конечно, могут иметься и различные области постоянного течения, разделенные между собой ударными волнами).

Сделанный нами выбор знака в формуле (99,5) соответствует, как теперь видно, тому, что эти слабые разрывы предполагают­ся движущимися относительно газа в положительном направле­нии оси х. Неравенства (99,11) связаны именно с таким выбо­ром; неравенства же (99,12), разумеется, от выбора направления оси х вообще не зависят.

Обычно приходится иметь дело с такой постановкой конкрет­ных задач, при которой волна разрежения с одной стороны гра­ничит с областью неподвижного газа. Пусть эта область (/ на

') Это движение может возникнуть лишь в результате наличия некоторой особенности в начальных условиях (так, в примере с поршнем в момент / = 0 скачком меняется скорость поршня). Обратное движение могло бы происходить лишь под действием сжимающего поршня, движущегося по вполне определенному закону.

рис. 74) находится справа от волны разрежения. Область // есть волна разрежения, а /// — газ, движущийся с постоянной ско­ростью; стрелками на рисунке показаны направления движения газа и перемещения ограничивающих волну разрежения слабых разрывов (разрыв а движется непременно в сторону покояще-

,. гося газа, а разрыв Ь может двигаться

| " в обоих направлениях в зависимости

Ш \ ■*— \*. I ^от величины достигаемой в волне раз-
-*— | ^ж I режения скорости; ср. задачу 2). Вы-

, II пишем в явном виде соотношения ме-

^b о. жду различными величинами в такой

Рис. 74 волне разрежения, предполагая газ по-

литропным. При адиабатическом про­цессе p7^,/(1_Y) == const. Поскольку скорость звука пропорцио­нальна л/Т, то можно написать это соотношение в виде

e = eo(tr^-1)- (99ЛЗ)

Подставляя это выражение в интеграл (99,6), получаем:

о = —^—г \ dc = V— 1 J

постоянная интегрирования выбрана так, что с = Со при v = О (индексом нуль отличаем значения величин в точке, в которой газ покоится). Будем выражать все величины через о, причем надо иметь в виду, что при условленном расположении областей скорость газа направлена в отрицательную сторону оси х, так что v <. 0. Таким образом:

c = c₀-l=±\v\, (99,14)

чем определяется местная скорость звука через скорость газа. Подставляя в (99,13), находим для плотности:

и аналогично для давления

(л Y — 1 | О 1 >k²Y/(V-l)

р=а>(1-^Wi • ^(99>16)

Наконец, подставляя (99,14) в формулу (99,5), получаем:

If 1= ^тт(со-т)' ^(99,17)

чем определяется зависимость v от х и t.

Величина с не может быть, по самому своему существу, от­рицательной, Поэтому из формулы (99,14) можно сделать суще­

ственное заключение, что скорость должна удовлетворять нера­венству

IoKttt; ("'^,8>

при достижении скоростью этого предельного значения плот­ность газа (а также рис) обращается в нуль. Таким образом, первоначально покоившийся газ при нестационарном расшире­нии в волне разрежения может ускориться лишь до скорости, не превышающей 2со/(у— 1).

Мы уже упомянули в начале параграфа простой пример ав­томодельного движения, возникающего в цилиндрической трубе, когда поршень начинает двигаться с постоянной скоростью. Если поршень выдвигается из трубы, он создает за собой разрежение, и возникает описанная выше волна разрежения. Если же пор­шень вдвигается в трубу, он производит перед собой сжатие газа, а переход к более низкому первоначальному давлению мо­жет произойти лишь в ударной волне, которая и возникает пе­ред поршнем, распространяясь вперед по трубе (см. задачи к этому параграфу)¹).

Задачи

V

1. Газ находится в цилиндрической трубе, неограниченной с одной сто­роны и закрытой поршнем с другой. В начальный момент'времени поршень начинает вдвигаться в трубу с постоянной скоростью U. Определить возни­кающее движение газа (считая газ политроп­ный).

U

Рис. 75

Решение. Перед поршнем возникает ударная волна, передвигающаяся вперед по тру­бе. В начальный момент времени положения этой волны и поршня совпадают, а в даль­нейшем волна «обгоняет» поршень и возни­кает область газа между ней и поршнем (об­ласть 2). В области впереди от ударной вол­ны (область 1) давление газа равно его первоначальному значению р\, а скорость (от­носительно трубы) равна нулю. В области же 2 газ движется с постоянной скоростью, рав­ной скорости поршня U (рис. 75). Разность скоростей газов / и 2 равна, следовательно, тому же U и согласно формулам (85.7) и (89,1) можно на­писать:

U = V(p₂ - Р,) (V_t - К_г) = (р₂ - р,) д/

21Л

Pl +(Y+ 1) Р2

') Упомянем об аналогичной трехмерной автомодельной задаче: цен­трально-симметрическом движении газа, создаваемом равномерно расширяю­щейся сферой (Л. И. Седов, 1945; G. Taylor, 1946). Перед сферой возникает сферическая же ударная волна, распространяющаяся с постоянной скоростью. В отличие от одномерного случая скорость движения газа между сферой и ударной волной не постоянна; уравнение, определяющее ее как функцию отношения г/t (а вместе с тем и скорость распространения ударной волны), не может быть проинтегрировано в аналитическом виде. См. Седов Л. И., Методы подобия и размерности в механике. — М.: Наука, 1981, гл. IV, § 6;. Taylor G. 1. — Proc. Roy. Soc, 1946, v. А186, p. 273.

Отсюда волной

получаем для давления р₂ газа между поршнем и ударной

Дата добавления: 2014-11-07