Диссертация (1150748), страница 17
Текст из файла (страница 17)
Данные зависимости продемонстрированы на рис. 28.(+)На рис. 28 представлена зависимость колебательной температуры T1,2(−)от температуры набегающего потока T (−) при T1,2 = 1500K для различныхзначений угла наклона скачка α.1051500150014981498114961, K(+)21494T121494T12(+), K1496231492149214901490314882004006008001000T(-)12001400148820016004001000(-)12001400160014001600, Kб) Наклон скачка 60◦1500149814981496149614941T121T1494(+), K1500, K(+)800Tа) Наклон скачка 45◦12600, K1492149014882001492221490334006008001000T(-)1200140016001488200, K4006008001000Tв) Наклон скачка 75◦(-)1200, Kг) Прямой скачок уплотнения(+)Рис.
28. Колебательная температура T1,2 в зависимости от температуры набегающего потокаT (−) при разных углах наклона скачка α и числах Маха M (−) набегающего потока. Кривые1 соответствуют M (−) = 2; кривые 2 – M (−) = 2, 5; кривые 3 – M (−) = 3.(+)На рис. 28 мы видим, что температура T1,2 совсем немного меньше тем(−)пературы T1,2 . При этом она возрастает с увеличением температуры T (−) на(−)бегающего неравновесного потока и стремится к температуре T1,2 при высоких(+)значениях T (−) . Значения T1,2 при тех же значениях температуры T (−) темменьше, чем больше угол наклона скачка и число Маха M (−) .Здесь, хотя и очень слабо, но проявляется эффект уменьшения степенинеравновесности углекислого газа при переходе через ударную волну. Ранееподобный эффект отмечался в двухатомных газах (см., например, [16]).
Проведенные исследования показывают, что уменьшение степени неравновесности вCO2 проявляется тем сильнее, чем выше число Маха. В случае плоских ударныхволн оно зависит от угла между направлением набегающего потока и плоско-106стью ударной волны. Наибольший эффект уменьшения степени неравновесности газа наблюдается в ситуации, когда направление потока перпендикулярноплоскости волны (прямой скачок уплотнения).Перейдем к рассмотрению последнего типа набегающего неравновесногопотока.§4.4 Скачки уплотнения в неравновесных потокахуглекислого газа, соответствующих завершению стадийV V ′(2−3) и V V ′(1−2−3)-релаксацииНаконец, в случае, когда набегающий неравновесный поток наиболее близок к равновесному, в нем успевает реализоваться некоторое квазистационарное состояние за счет RT , V V , V V ′(1−2) , а также V V ′(2−3) и V V ′(1−2−3) обменов.При этом ударная волна разделяется на четыре релаксационные зоны: 1) зону поступательно-вращательной релаксации, 2) зону V V -релаксации, 3) зонуV V ′(1−2) -релаксации и 4) зону V V ′(2−3) и V V ′(1−2−3) -релаксации.На границах первых трех релаксационных зон условия динамической совместности не изменяются.
На этот раз они отличаются от предыдущих тем,что неравновесные газодинамические параметры в правых частях выражаютсячерез функции распределения (1.5.26).На границе последней релаксационной зоны условия динамической совместности представляют собой уравнения (3.2.1), (3.2.3), (3.2.5), (3.2.14) и(3.2.15). Левые части этих уравнений вычисляются через двухтемпературныефункции вида (1.5.23).
Неизвестными в этих уравнениях являются n(+) , T (+) ,(+)v (+) и T1,2,3 .Решение данных систем уравнений проводилось при тех же условиях, чтои ранее. При варьировании параметров набегающего потока варьировалась тем(−)пература T1,2,3 .(−)Результаты приведены при T1,2,3 = 1500K (в этом случае дефект резонанса колебательных обменов оказывает наибольшие влияние на скорость звука).1071. Состояние газа на границе зоны RT -релаксации. Результатырасчетов параметров газа на границе рассматриваемой зоны релаксации не отличаются от предыдущих случаев и описываются на рис.
22-26.Изменение типа (V V или V V ′ ) и степени неравновесности, связанной с(−)отношением T1,2,3 /T (−) , не влияет на величину газодинамических параметров.Это можно объяснить тем, что при V V ′ -обменах происходит только перераспределение колебательной энергии между модами, а поступательно-вращательнаяэнергия не изменяется.2. Состояние газа на границе зоны V V -релаксации. Как и ранее,на границе данной релаксационной зоны для параметров n(+) , v (+) , T (+) и углаотклонения β результаты будут соответствовать результатам на границе зоныRT -релаксации (см. рис. 22-26).(+)Колебательная температура T2 останется постоянной в отличии от тем(+)(+)пературы T3 . Изменения температуры T3 связаны с включением третьеймоды в колебательные обмены в набегающем неравновесном потоке углекислого газа.(+)(+)На рис.
29 представлена зависимость колебательных температур T1 , T2(+)(−)и T2 от температуры набегающего потока T (−) при T1,2,3 = 1500K.215001(+)Ti(i=1,2,3) , K1400130012001100100039002004006008001000T(+)(-)120014001600, K(+)(+)Рис. 29. Колебательные температуры T1 (кривая 1), T2 (кривая 2) и T3(−)от температуры набегающего потока T (−) при T1,2,3 = 1500K.(+)в зависимостиКак и ранее, температура T1 возрастает при увеличении температуры(+)набегающего потока.
Температура T3 ведет себя аналогично, но принимает108(+)(−)значительно более низкие значения. Температура T2 равна температуре T1,2,3 .Это связано с тем, что дефект резонанса для колебательной энергии второймоды в рассматриваемых условиях отсутствует, а значения дефекта резонансадля третьей моды значительно больше по сравнению со значением для первоймоды.Такое поведение свидетельствует о большем уменьшении степени неравновесности течения на границе зоны V V -релаксации.(+)(+)(+)В рассматриваемом случае температуры T1 , T2 и T2 по-прежнемуодинаковы как для косого, так и для прямого скачка уплотнения и не зависятот скорости набегающего потока.Рассмотрим релаксационные зоны, соответствующие стадиям V V ′ релаксации, сформировавшиеся в газе с двухтемпературным распределениеммолекул.3.
Состояние газа на границах зон V V ′ -релаксации. Результатырасчетов показывают, то при переходе от границы одной релаксационной зонык другой изменения газодинамических параметров снова не превосходят 1%.Это опять связано с тем, что околорезонансные колебательные V V ′ -обменыявляются изолированными и не имеют канала релаксации.Подобные результаты были получены ранее при исследованиипространственно-однородной релаксации, а также при изучении процессов релаксации за ударными волнами в условиях равновесного набегающегопотока. Это говорит о том, что основные изменения параметров газа происходят в двух релаксационных зонах: RT -релаксации и при переходе к состояниюнового термодинамического равновесия. Таким образом, зоны V V ′ -релаксацииможно не рассматривать.(+)(+)Рассмотрим поведение колебательных температур T1,2 и T3 в даннойситуации. Результаты расчетов этих температур представлены на рис.
30 и 31.(+)На рис. 30 представлена зависимость колебательной температуры T1,2(−)от температуры набегающего потока T (−) при T1,2,3 = 1500K для различныхзначений угла наклона скачка α.10915001500149814981, K1496(+)211494T1,21494T1,2(+), K1496321492149214901490314882004006008001000T(-)12001400148820016004001000(-)12001400160014001600, Kб) Наклон скачка 60◦150014981498149614961494(+), K1500, KT1,2114941T(+)800Tа) Наклон скачка 45◦1,2600, K1492149222149014882001490334006008001000T(-)1200140016001488200, K4006008001000Tв) Наклон скачка 75◦(-)1200, Kг) Прямой скачок уплотнения(+)Рис. 30.
Колебательная температура T1,2 в зависимости от температуры набегающего потокаT (−) при разных углах наклона скачка α и числах Маха M (−) набегающего потока. Кривые1 соответствуют M (−) = 2; кривые 2 – M (−) = 2, 5; кривые 3 – M (−) = 3.(+)(−)На рис.
30 мы видим, что температура T1,2 стремится к температуре T1,2с увеличением температуры набегающего потока, но не достигает ее. Значения(+)T1,2 уменьшаются с ростом числа Маха набегающего потока и угла наклонаскачка.(+)На рис. 31 представлена зависимость колебательной температуры T3 награнице зоны V V ′(1−2) -релаксации от температуры набегающего потока T (−)(−)при T1,2,3 = 1500K.110320030002800T3(+), K26002400220020001800160014002004006008001000T(-)120014001600, KРис. 31. Колебательная температуры T3 на границе зоны V V ′(1−2) -релаксации в зависимо(−)сти от температуры набегающего потока T (−) при T1,2,3 = 1500K.(+)(+)(−)На рис. 31 видно, что температура T3 выше температуры T1,2,3 , особенноэто заметно при низких значениях температуры набегающего потока.
При этомона не зависит ни от типа скачка ни от скорости набегающего потока, так как(+)уравнение, определяющее T3 , решается независимо.(+)Изменение температуры T3 в данных условиях связано с тем, что в томслучае, когда в набегающем потоке реализовалось двухтемпературное распре(+)деление молекул, поведение температуры T3 на границе зоны V V ′(1−2) опреде(−)ляется не только температурой газа, но и температурой T1,2,3 . А значит сказывается дефект резонанса, влияние которого усиливается при малых значениях(−)температуры газа T (−) и более высоких значениях T1,2,3 .(+)Рассмотрим поведение колебательной температуры T1,2,3 на границе последней релаксационной зоны.(+)На рис. 32 представлена зависимость колебательной температуры T1,2,3(−)от температуры набегающего потока T (−) при T1,2,3 = 1500K для различныхзначений угла наклона скачка α.11115001500149014901460, K1480(+)21,2,314701TT1,2,3(+), K1480311470146014501450144014402314302004006008001000T(-)1200140014302001600400149014801480, K14901,2,3(+)147011460T, K(+)1,2,3T150014302001000(-)12001400160014001600, Kб) Наклон скачка 60◦15001440800Tа) Наклон скачка 45◦1450600, K1470114601450221440334006008001000T(-)1200140016001430200, K4006008001000Tв) Наклон скачка 75◦(-)1200, Kг) Прямой скачок уплотнения(+)Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
