книги из ГПНТБ / Китайгородский А.И. Введение в физику учеб. пособие для студентов высш. техн. учеб. заведений
.pdfдвижение является неустойчивым. Рано или поздно скорости движе ния должны выравняться: медленные слои убыстрятся, а быстрые
замедлятся. Это явление называют |
также внутренним |
трением, |
|
или |
вязкостью. Оно присуще всем |
телам, кроме гелия I I (см. |
|
стр. |
600). |
|
|
Рассмотрим жидкость или газ, движущийся в направлении оси х. Пусть слои жидкости движутся с разной скоростью. На оси у,
перпендикулярной к направлению потока жидкости или газа, |
возь |
|
мем две близкие точки, находящиеся на расстоянии dy. |
Скорости |
|
потока отличаются в этих двух точках на dv. Отношение ^ |
есть |
|
градиент скорости потока и характеризует быстроту |
изменения |
скорости потока по мере отдаления от поверхности жидкости. Для наглядности мы можем предположить, что речь идет о быстрой речке, где скорости потоков на поверхности максимальны и постепенно убывают ко дну реки.
Если в какой-то момент времени устранить причины, создающие движение жидкости, то скорости движения различных слоев начнут выравниваться в соответствии с законом возрастания энтропии. Что бы такое выравнивание было возможным, необходимо существование силы внутреннего трения, действующей между слоями жидкости мли газа. Величина этой силы, отнесенной к единице площади слоя, полагается пропорциональной градиенту скорости, т. е.
Здесь г| есть коэффициент вязкости (или внутреннего трения). Его размерность в системе СГС—г/(см-с). Такая единица носит название
пауза |
(П). В системе СИ — Н - с / м 2 = 1 0 П. |
|
Вязкость различных тел колеблется в еще более широких пределах, чем два |
||
аналогичных коэффициента, рассмотренных |
выше. Вот примеры: |
|
1) Твердые тела: стекло (710°С) 4,5-1010, |
стекло (420°С) 4-10", свинец (9°С) |
|
4,7-1014, лед (—14°С) 8,5-1012 П. |
|
|
2) Жидкости: эфир этиловый (25°С) 0,0022, вода (20°С) 0,01, глицерин (0,8% |
||
воды, |
18°С) 13,93 П. |
|
3) |
Газы: водород (0°С) 8,49-10-5, воздух (0°С) 17,19-Ю-5 П. |
Любопытно отметить, что водород имеет вдвое меньшую вязкость и в семь раз большую теплопроводность, чем воздух. Этим объясняется использование водорода для охлаждения мощных турбогенераторов.
§ 81. Быстрота выравнивания
Хорошо известно, что установление равновесия может происхо дить в самые различные сроки. Температура брошенного в воду раскаленного куска железа и температура воды уравняются очень быстро. Напротив, температуры воздуха и нагретого кирпича урав ниваются медленно. В течение мгновений продиффундирует азот в кислороде, многими днями длится выравнивание концентраций раствора медного купороса. Также и выравнивание скоростей может
происходить в резко отличные времена, смотря по тому, идет ли речь о газе или о вязкой жидкости.
Универсального ответа (общей формулы) в отношении времен выравнивания дать нельзя, так как геометрия опыта сказывается на этих временах. Остывающее тело может иметь форму цилиндра или пластинки; диффундирующий газ в начальный момент может на ходиться внутри маленького сферического объема или может быть распределен вдоль какой-нибудь поверхности; внутреннее трение может наблюдаться в трубах разного сечения или в открытых водое мах. Подобные обстоятельства должны каждый раз учитываться осо бо, и расчет точных значений времен выравнивания является труд ной математической задачей. Однако можно отвлечься от геометри ческих частностей и постараться решить вопрос в общей форме, если отказаться от цели получить точную формулу и удовлетвориться нахождением лишь пропорциональностей между физическими ве личинами. На этом пути физику помогают соображения о размер ностях физических величин, которые должны быть связаны между собой.
Рассмотрим, например, явление диффузии. Ясно, что время вы равнивания концентрации t зависит, прежде всего, от размеров об ласти, в которой происходит диффузия (характерная длина L) и от свойств диффундирующих веществ (характеризуемых коэффи
dc
циентом диффузииD). Уравнение диффузии имеет вид \к~ — D Напишем для него уравнение размерностей:
Видим, |
что Т = j-pj, т. е. время выравнивания t = c o n s t и не |
зависит |
от концентрации. |
Отсюда мы имеем право сделать такое заключение. Любое стро гое решение задачи о времени выравнивания концентрации при диффузионных процессах всегда приведет нас к уравнению
t = const -Q,
где const — постоянная безразмерная величина, зависящая от гео метрических условий задачи. Величина L, от квадрата которой за висит скорость выравнивания концентрации, имеет смысл геометри ческого размера области, в которой происходит выравнивание. Зна чит, если концентрация в пределах одного сантиметра выравнивает ся, скажем, за 10 с , то в пределах двух сантиметров она выравнива ется за 40 с.
Таким же точно образом можно решить вопрос о выравниваний температуры. В основной закон этого явления входят количество тепла, коэффициент теплопроводности, температура и расстояние. Но приращение количества тепла в единице объема может быть пред ставлено в виде
dq = рср dT;
Ср— удельная теплоемкость при постоянном давлении, р — плот ность (таким образом, срр есть теплоемкость единицы объема). По этому между собой должны быть связаны следующие величины: температура, длина, время, плотность, теплоемкость и теплопровод ность. Можно без труда проверить, что время t не может зависеть от температуры и выражается через остальные величины единствен ным образом:
L2pcp
х
Значит, время выравнивания температуры выражается формулой
t = const |
, |
X
УС
где через % мы обозначили комбинацию констант — . Величина у носит название температуропроводности. Введение этого коэффи циента вполне оправдано желанием сделать аналогичными формулы выравнивания концентрации и температуры. Коэффициенты диф фузии и температуропроводности имеют одинаковую размерность и вполне аналогичны в рассмотренных двух явлениях выравнивания.
Мы видим, чем определяется остывание тела. Процесс идет тем медленнее, чем больше плотность и теплоемкость и чем меньше ко эффициент теплопроводности.
П р и м е р . Имеются два стержня одинаковых размеров из плавленого кварца
и серебра. Для кварца х=0,0033 кал/(см- с- К), р=2,65 г/см3 , ср=0,1844 |
кал/(г- К), |
т. е. х=0,676- Ю - 2 см2 /с. Для серебра х=1,06 кал/(см-с-К), р== 10,5 |
г/см3, ср= |
=0,0558 кал/(г- К), т. е. %===1,71 см2 /с. Это значит, что выравнивание температуры в серебряном стержне займет времени в 253 раза меньше, чем в кварцевом.
Как и для диффузии, для выравнивания температур характерна зависимость от квадрата расстояния: время выравнивания пропор ционально квадрату линейного размера области.
Не повторяя аналогичных рассуждений, можно записать формулу для времени выравнивания скоростей движения частей жидкости или газа. Вполне естественно, что и ей может быть придан тот же вид:
t = const L2 . |
|
V |
|
Коэффициент v, определяющий быстроту выравнивания |
скоростей |
движения, равен v =-2- ; он носит название кинетической |
вязкости. |
П р и м е р . Для воды ч =0,01 П, р = 1 г/см3, т. е. v=0,01 см2 /с; для глицерина г)=13,9 П, р==1,25 г/см3, т. е. v = l l , l см2 /с Это значит, что если успокоение ка кого-либо возмущения в глицерине происходит за 0,1 с, то такое же возмущение в воде успокоится примерно за 2 мин.
§ 82. Стационарные процессы
Если тело предоставлено самому себе, то различия в температу рах, концентрациях и скоростях движения частей тела обязательно уравняются в соответствии с принципом возрастания энтропии. Однако вполне возможно и такое состояние тела, при котором дли тельное время в нем существует неизменный поток тепла или ве щества или неизменное распределение скоростей движения частей тела друг по отношению к другу. Процессы такого рода носят на звание стационарных. Разумеется, при стационарном процессе тело не находится в состоянии равновесия.
При каких же условиях возможны подобные процессы? Пред ставим себе Металлический стержень, к которому с одного конца подводится в каждый момент времени некоторое количество тепла. Другой конец стержня находится в тепловом контакте с более холодным телом. Условия, при которых температуры вдоль стерж ня не будут изменяться, т. е. условия постоянства градиента темпе ратуры на всем пути теплового потока, будут выполнены в том слу чае, когда количество тепла, отнимаемого холодным телом, будет строго равно количеству тепла, подводимому за то же время более горячим телом. При аналогичных условиях возможен и стационар ный диффузионный процесс. Для его создания необходимо в одном месте подводить, а в другом уводить из тела равные количества ве щества, поддерживая, таким образом, неизменной определенную разность концентраций между двумя участками тела.
Стационарный вязкостный процесс может быть осуществлен, на пример, в пространстве между двумя коаксиальными цилиндрами, вращающимися с разными скоростями. Так как у твердых поверхно стей жидкость или газ будут иметь скорость, совпадающую с дви жением твердой стенки, то внутри жидкости создастся постоянный перепад скоростей.
Стационарный процесс возникает не сразу. В течение какого-то времени происходит установление этого процесса.
Представим себе, что стержень, по которому передается тепло, погружен одним концом в снег. В начальный момент времени тем пература стержня во всех его точках равна нулю. Если теперь при вести другой конец стержня в тепловой контакт с кипящей водой, то температура начнет повышаться во всех точках стержня, причем, разумеется, не одинаково быстро. Почти сразу установится высокая температура на конце стержня, приведенном в контакт с кипящей водой. Медленнее всего будет расти температура на конце стержня, погруженном в снег. Через некоторое время рост температуры во всех точках стержня прекратится, установится вполне определен ное распределение температуры — процесс станет стационарным. Характер распределения температур зависит от того, сколько теп ла подводится (отводится) в единицу времени.
В электрическом утюге, нагреваемом спиралью, центральная часть находится при самой высокой температуре, далее температура
7 А . И: Китайгородский |
193 |
постепенно падает к наружным краям. В окружающей среде, ко нечно, наиболее горячим является воздух, примыкающий к утюгу. Далее температура спадает более быстро в силу малой теплопровод ности воздуха.
Для грубых расчетов и при малом размере тела, находящегося в воздухе или жидкости, можно не рассматривать кривой падения температуры, а говорить о разнице между температурой тела и среды, Т—То. Тепловой поток, передаваемый телом в среду за единицу вре мени, можно в этом случае полагать пропорциональным этой раз ности температур:
q = k{T-Ti>),
Коэффициент k называется коэффициентом . теплоотдачи. Это важная для техники величина. Ее значения и вычисления, с ней связанные, обсуждаются в курсе теплотехники.
Обозначим через Р мощность, подводимую к телу, например элек трическую мощность в случае утюга. Условие стационарности, процесса требует равенства
P = |
k(T-T0). |
Здесь Т — температура тела, |
которая установилась в этом стацио- |
Р |
|
парном процессе, Т — T0-\--j . Она может существенно меняться в зависимрсти от подводимой мощности и от условий теплообмена.
Здесь уместно сделать замечание о температуре, которую пока зывает термометр, выставленный «на солнце». Термометр участвует в стационарном процессе передачи солнечного тепла окружающему воздуху. В зависимости от значения коэффициента теплоотдачи тер мометр, лежащий под солнечными лучами, может показать в пол ном смысле слова все, что угодно. Измеренная при таких условиях температура есть температура термометра и ни в какой степени не характеризует погоду.
Мы не будем рассматривать аналогичные проблемы в отношении диффузии.
§ 83. Движение в вязкой среде
Соображения, касающиеся размерности физических величин, по могают в решении задач огромной практической важности, например задачи о стационарном обтекании жидкостью или газом препятствия, или, что то же самое, о движении тела в среде.
Наиболее важной проблемой является вопрос о силе сопротивле ния, испытываемой телом при движении в среде. Эта сила сопротив ления может зависеть от размеров тела L , скорости движения тела и и свойств жидкости (или газа), а именно, его плотности р и вязко сти ц. Другие величины не должны играть роли в этом процессе.
Подберем сначала безразмерную величину, |
составленную из |
L , и, р и TJ. Мы вспоминаем, что кинематическая |
вязкость v=i\/p |
имеет размерность UT'1, но такую же размерность имеет произве дение Lu. Следовательно,
У] V
есть безразмерная величина. Она обозначается как указано и назы вается числом Рейнольдса. Можно убедиться, что Re есть единствен ная безразмерная комбинация указанных величин. Другие безраз мерные величины могут быть лишь функциями числа Рейнольдса, /(Re). Если движения разных тел в разных жидкостях приводят к одному и тому же значению Re, то такие движения называют по добными. Существует большая техническая дисциплина — теория подобия, в которой выводы об особенностях явления делаются на основании наблюдения подобного явления, осуществленного на модели.
Вернемся теперь к поставленной задаче: отыскать выражение силы сопротивления, испытываемой телом, движущимся в среде.
Размерность силы есть MLT~2. Выразим ее через размерность тех величин, которыми мы оперируем, так как больше она ни от чего не может зависеть. Тогда
М£ Г-*='[р]«[и]?[/.]Т[П ]«,
т. е.
MLT~2 = |
M*L-^Ln-WMbL-lT-°. |
Значит,
а + 6 = 1 , — За + р - И — 6 = 1 , —р — 6 = —2. Выражая а, р\ у через б, получим
а = 1 — 6 , Р = 2 — 8, v = 2 — 6.
Таким образом, в наиболее общем случае сила F может быть пред ставлена в виде суммы слагаемых, каждое из которых имеет найден ную размерность, т. е.
- F = А [р*-*и*-*Л*-*г\1] =pu2L*A |
Ч J . |
|
где А — числовые коэффициенты. Итак, доказано, что сила должна выражаться формулой
F = const .pu*L*/ (Re).
Этот результат получен только из соображений о размерности!
Функция /(Re) нам неизвестна и должна быть |
найдена на опыте.- |
|
Из простых соображений мы можем получить окончательные фор |
||
мулы для граничных случаев. Если скорость мала, то F должна |
быть |
|
пропорциональна первой степени скорости и. |
Для этого |
/ (Re) |
должна равняться 1 /Re и, следовательно, |
|
|
F = const • i\uL.
7* |
195 |
. Числовое значение константы зависит от формы тела. Для шарика
F = 6яг\иг
г — радиус шарика). Последняя формула носит имя Стокса.
П р и м е р . Ртутный шарик (л=0,53 мм), опускаясь в глицерине со скоростью 0,6 см/с, испытывает силу трения около 8 дин.
В случае очень больших скоростей движение жидкости по отно шению к телу перестает быть стационарным. Получается вихревое, или турбулентное, движение. Тело может двигаться стационарно, а частицы жидкости движутся более или менее случайным образом. Благодаря интенсивному перемешиванию передача движения от слоя к слою перестает зависеть от вязкости. Это может быть лишь в том случае, если / (Re) стремится к пределу при возрастании ско рости. Поэтому при больших скоростях движения сила сопротивле ния становится пропорциональной квадрату скорости:
F= const -pa2 ZA
§84. Коэффициенты диффузии, вязкости и теплопроводности
для газов
Процессы становления равновесия в газах тесно связаны с ха рактеристиками, обсужденными в предыдущем параграфе. Вырав нивание температур, концентраций или скоростей одних частей газа по отношению к другим происходит благодаря перемешиванию мо лекул. Быстрота этого перемешивания определяется ролью столк новений между молекулами. При большом времени свободного пробега, например, произойдет следующее: быстрые молекулы за малое время проникнут в области, где находились медленные; мо лекулы примеси быстро распространятся в основном газе.
Весьма естественным является утверждение, что время выравни вания во всех трех процессах должно быть по порядку близко ко времени свободного пробега молекулы. На частных примерах это можно подтвердить теоретическими расчетами, на чем мы останавли ваться не будем.
Из равенства: время выравнивания т = / / у мы опустим безраз мерный коэффициент пропорциональности, обычно равный единице по порядку величины, и получим на основании § 81 совершенно тождественные выражения для коэффициентов диффузии *), ки
нематической |
вязкости и температуропроводности (полагаем Lwl): |
/J) ~ V ~ ^ ~ |
vl. |
*) Следует иметь в виду, что наряду с диффузией одного вещества в другое вещество вполне оправдано понятие самодиффузии, т. е. движение молекул среди подобных же, например диффузия водорода в водороде, кислорода в кислороде и т. п. Исследование этого явления стало возможным после освоения метода ме ченых автомов, а следовательно, и молекул.
В соответствии со сказанным здесь D есть коэффициент самодиффузии.
ч
Следующая табличка показывает, насколько хорошо выполня ется это предсказание:
для воздуха |
для водорода |
|
v = |
0,13 |
v = 0,94 |
Х = 0,18 |
Х = 1 , 3 |
|
vl = |
0,27 |
vl =1,9 . |
Результаты надо считать хорошими. Совпадение по порядку вели чины нельзя рассматривать как случайность, если вспомнить, в сколь широких пределах меняются величины, о которых идет речь.
Зная выражение коэффициента теплопроводности через темпера туропроводность, мы получим:
mcpv
х ~ pvlcpР ~
где т — масса молекулы.
В этой формуле сократилось п — число молекул в единице объе ма. Отсюда следует, что теплопроводность газа не будет зависеть от его плотности, а значит, и от давления. Надо обратить внимание на этот неожиданный, но тем не менее вполне верный вывод. Увеличе ние плотности газа не ведет к увеличению теплопроводности.
Рассматривая формулу для коэффициента теплопроводности, можно сделать еще одно предсказание. Так как эффективный по перечник мало зависит от температуры (вообще говоря, а немного уменьшается с повышением температуры), так же как и теплоем кость, а тепловая скорость пропорциональна УТ, то и коэффициент теплопроводности должен быть пропорциональным корню квадрат ному из температуры.
Приводимые ниже числа дают представление о точности выполне ния обоих этих предсказаний.
Например, для азота взятого при 0 °С, 325 °С и 500 °С,
х 3 : х 2 : х 1 |
= |
1,93:1,65:1, |
УТ3:УТЯ:УТІ= |
|
1,68:1,48:1. |
Теплопроводность растет |
с |
температурой несколько быстрее, |
чем пропорционально У Т, за счет изменений поперечника и теп лоемкости. Что касается независимости от давления, то, как мы только что видели, она имеет место в очень широком интервале дав лений.
Так же точно не зависит от давления и плотности газа его динами ческая вязкость и ~ pvl. Температурное поведение вязкости идеаль ного газа должно совпадать с поведением теплопроводности — та же пропорциональность. Числовые примеры помогут запомнить сказанное.
Для азота (7\=273 К, |
Г 2 = 2 8 9 |
К, Г 3 = 2 9 6 К) |
Ч з : 1 І 2 : Ч і = 1,06:1,04:1, |
||
УТ3 :УТ2 |
:УТХ = |
1,04:1,03:1. |
Разительным является постоянство вязкости газа(С0 2 ): при измене
нии давления в 380 раз, |
от 2 до 760 мм ртутного столба, вязкость |
||
фактически не |
меняется, |
оставаясь |
все время равной 1 4 , 8 - Ю - 5 П |
с точностью до |
единицы |
в третьем |
знаке. |
|
§ 85. |
Ультраразреженные газы |
Так называются газы, у которых длина свободного пробега боль ше линейных размеров сосуда. При нормальных условиях длина свободного пробега есть величина порядка 10~* см. Свободный про бег обратно пропорционален плотности. Следовательно, при давле нии порядка 10~4 мм ртутного столба длина свободного пробега будет измеряться десятками сантиметров. Для сосуда размером око ло 10 см при таком давлении мы получим вакуум или ультрараз реженный газ.
Следует обратить внимание, что и в вакууме плотность молекул измеряется огромными числами. При указанном выше давлении в 1 см3 газа содержатся тысячи миллиардов молекул.
Молекулы, переставшие сталкиваться друг с другом и соуда ряющиеся только со стенками сосуда, вносят специфические осо бенности в поведение такого газа. Теряет смысл ряд понятий. Уже нельзя говорить о внутреннем трении молекул газа, так как в газе не могут возникнуть слои молекул, обменивающиеся скоростями. Нельзя говорить о давлении одной части газа на другую (в то же время понятие давления газа о стенки сосуда сохраняет свой смысл). Также теряет смысл понятие теплообмена между частями газа и вообще все понятия, связанные со взаимодействием частей газа. Ультраразреженный газ взаимодействует лишь с помещенными внутрь него телами.
Специфику вакуума как особого физического состояния газа будет полезно проиллюстрировать примерами.
Как записать выражение для потока тепла, переносимого с одной пластины на другую, если эти пластины имеют разные температуры Ті и Тъ и находятся в вакууме? Сущность теплообмена в этом слу чае состоит в том, что молекулы газа, ударяясь о стенку, отскаки вают от нее со средней скоростью, соответствующей температуре этой стенки. Что же касается выражения для потока тепла, то, вгля дываясь в знакомую нам формулу
q = х —- = pcvl —-,
мы видим, что изменение заключается в том, что роль длины сво бодного пробега теперь играет расстояние между стенками L . По этому выражение для теплового потока должно принять для ультраразреженных газов следующую форму:
При дальнейшем разрежении ультраразреженных газов тепловой поток в соответствии с этой формулой должен убывать, после того
как длина свободного пробега сравнивается с линейными размерами сосуда. Это и наблюдается на опыте.
Также своеобразны для ультраразреженного газа условия равно весия газа в двух сообщающихся сосудах разной температуры. В случае обычного газа давления газов в обоих сосудах одинаковы при разных температурах; напротив, плотности газов различны, а именно, обратно пропорциональны температурам. Равенство дав лений необходимо для равновесия, так как иначе посредством соу дарений молекул один газ выталкивает из сосуда другой.
Совсем иначе обстоит дело в случае вакуума. Соударений между молекулами нет, поэтому поток молекул из одной части сосуда в другую не затруднен. Условие равновесия будет заключаться в равенстве потоков молекул. Если в единице объема п частиц и ча стицы движутся ео скоростью v, то за единицу времени через еди
ницу площади пройдет по молекул. Значит, при равновесии пго1 |
= |
||
= n2v2. Так как число молекул |
в единице объема |
пропорционально |
|
частному от деления давления |
на температуру |
(это следует |
из |
уравнения состояния идеального газа) и так как скорость молекул пропорциональна корню квадратному из температуры, то условие равновесия примет вид
Таким образом, равны друг другу не давления, а отношения дав лений к корню квадратному из температур. Если увеличивать плот ность газа, то давления начнут постепенно выравниваться, и мы придем к обычному равновесию тогда, когда длина пробега станет достаточно малой.