Вязкости второй коэффициент простого газа

В универсальном потенциале [выражение 2.2Щ глубина потенциальной ямы одинакова для любой пары взаимодействующих атомов. Но уже изучение свойств простых газов — второго вириального коэффициента и вязкости — показывает, что на самом деле глубины ям должны быть различны (указанные свойства чувствительны к величине е) грубо говоря, чем больше атомный номер, тем больше должно быть е по абсолютной величине. Учитывая это, Хилл [2] предложил двухпараметровый потенциал 6-ехр, содержащий е и л = г/Го в качестве эмпирических параметров [c.109]

В кн. [2] приведены параметры е и ёд (12—6)-потенциала Леннарда—Джонса для некоторых атомов и простых молекул. Параметры получены с помощью анализа результатов измерений вязкости газов и второго вириального коэффициента. Эти параметры приближенно характеризуют особенности взаимодействия молекул, но значение их не следует преувеличивать. Даже для атомов инертных газов истинный парный потенциал в области малых значений Я глубже и круче потенциала Леннарда—Джонса. Только благодаря случайной взаимной компенсации ошибок у исследователей существовало представление, что с помощью парного (12—6)-потенциала можно описывать свойства инертных газов во всей области состояний от кристалла до разреженного газа [54]. В действительности потенциал Леннарда—Джонса дает заниженные значения энергии взаимодействия при малых / и завышенные значения при больших / . Следует также иметь в виду, что потенциал Леннарда—Джонса качественно непригоден для описания взаимодействия между атомами аргона и большинства других инертных газов в конденсированных фазах. [c.95]

Конечно, полностью разделить эти два эффекта невозможно. Важным обстоятельством, которое не позволяет провести ясного разделения, является наличие неупругих соударений т. е. соударений, в результате которых происходит изменение внутреннего состояния одной или обеих молекул. Однако, имея в виду создание простой теории, эти два явления удобно рассматривать раздельно. Мы начнем главу с изложения простейших методов описания поведения многоатомных газов. В 11.1 обсудим влияние асимметрии потенциалов на величину коэффициента вязкости. Если бы молекулы не обладали внутренней энергией, то формула Эйкена (7.3.22), связывающая коэффициенты вязкости и теплопроводности, оставалась бы справедливой, так что если бы один из коэффициентов переноса был известен, то второй вычислялся бы тривиально. В случае многоатомных газов это условие уже не вьшолняется, и при рассмотрении явления теплопроводности нужно учитывать перенос внутренней энергии. В 11.2 мы приведем простой способ учета внутренних степеней свободы. [c.298]

Эффективность выражений (2.50) — (2.52) может быть проверена сопоставлением с результатами точных расчетов для простых атомов и с параметрами эмпирических атом-атом потенциалов, получаемыми из анализа свойств газов (второго вириального коэффициента и вязкости). При этом оказывается, что наиболее удовлетворительной является формула Слетера — Кирквуда (2.51), которая дает хорошее согласие для простых атомов (Не, Ыеипр.) и заниженные значения а для других атомов, формула Лондона (2.50) приблизительно в 2—2,5 раза недооценивает дисперсионное притяжение, а формула (2.52) — несколько переоценивает его. Детальный анализ различных приближений дан в статье Сэйлема [84], где были предложены более сложные, но зато и более точные выражения. В табл. 2.2 приведено сравнение коэффициентов а, вычисленных разными методами, с результа- [c.88]

Второй путь — разработка приближенной модели течения, отражающей основные процессы в области разряда, и решение упрощенных уравнений, описывающих эту модель, примером такого подхода может служить модель столба длинной дуги, основанная на предположении о ламйнарном режиме течения газа. В этом случае можно выписать уравнения электродинамики и газовой динамики, в которых коэффициенты переноса определяются параметрами потока. Задача существенно упрощается прн наличии термодинамического равновесия, когда коэффициенты переноса являются функциями лишь давления и температуры [10—14]. Однако далеко ие все реальные течения являются ламинарными. Даже для небольших электродуговых подогревателей с диаметром капала (0,5-ь5) 10 ж и расходом газа (1-ь10)- 10-"3 кг сек число Рейнольдса, подсчитанное по параметрам во входном сечении канала, превосходит величину 10 и течение газа может быть турбулентным. При турбулентном течении переносные свойства являются более сложными и, вообще гово]эя, неизвестными функциями параметров потока. Только в некоторых простейших случаях найдены по-луэмпирические соотношения для определения коэффициентов турбулентной вязкости и теплопроводности Поэтому при создании модели дуги в турбулентном потоке газа приводится использовать целый ряд предположений и аналогий [15—17], критерием пригодности такой модели для расчета мол<ет служить только эксперимент. [c.108]

Рассматривая полученные уравнения, убедимся, что (как и в более простом случае, изложенном в предыдущем параграфе) преобразование Дородницына приводит левые части первого и третьего уравнений системы (12.27) к такому же виду, как и в случае несжимаемой жидкости, а в правых частях уравнений влияние температуры на изменение физических констант газа сохраняется и выражается наличием величин х/Хе и (х) первом, динамическом уравнении и величины Ь у) ве втором, энергетическом. При использовании зависимости коэффициента вязкости от температуры (энтальпии) в форме Чепмена — Рубезина (8.6) будем иметь () )= 1. Дсйствител но. по (8.6) [c.427]