Cтраница 4
Было предпринято несколько попыток учета этого явления. Упрощенные модели нестационарного расширения газового облака в вакуум, представленные в работах [17, 18] для течений без столкновений при радиальном распределении линий тока и для заданного начального распределения газодинамических параметров с удалением от центра источника и положения фронта возмущений, показывают существенное отклонение от решения режима континуума. [46]
Мы считаем, конечно, потенциал равным нулю и везде вне конического пучка. Потенциал ( р будет вполне определять движение лишь в - промежуток времени t с ауа. В момент времени t ауа фронт возмущения дойдет до линии у 0, которая является границей нашей среды, и появятся отраженные волны, причем закон отражения должен получиться из предельных условий, которые имеют место на этой границе. [47]
Типичным примером является семейство эквидистант подмногообразия риманова многообразия. Гиперповерхность медлительностей определяет гиперповерхность второго порядка в каждом проекти-визированном кокасательном пространстве пространства-времени. Аналогичным образом определяется большой фронт, описывающий распространение фронтов возмущений единой гиперповерхностью в пространстве-времени с более общей гиперповерхностью медлительностей в многообразии контактных элементов пространства-времени. [48]
Таким образом, процесс распространения пламени становится самоускоряющимся с усиливающимся поджатием горючей смеси. Поджатие горючей смеси в виде волны давления и повышенной температуры ( температура в волне повышается по закону адиабаты Пуассона) распространяется вперед со скоростью звука. А всякое новое дополнительное возмущение со стороны ускоряющегося фронта турбулентного пламени распространяется по уже нагретому поджатием газу с большей скоростью ( скорость звука в газе пропорциональна УГ) и поэтому оно вскоре догоняет фронт предыдущего возмущения и суммируется с ним. Заметим при этом, что обогнать фронт предыдущего возмущения оно не может, так как местная скорость звука в горючем газе, расположенном перед невозмущенным газом, значительно ниже. [49]
Таким образом, процесс распространения пламени становится самоускоряющимся с усиливающимся поджатием горючей смеси. Поджатие горючей смеси в виде волны давления и повышенной температуры ( температура в волне повышается по закону адиабаты Пуассона) распространяется вперед со скоростью звука. А всякое новое дополнительное возмущение со стороны ускоряющегося фронта турбулентного пламени распространяется по уже нагретому поджатием газу с большей скоростью ( скорость звука в газе пропорциональна УГ) и поэтому оно вскоре догоняет фронт предыдущего возмущения и суммируется с ним. Заметим при этом, что обогнать фронт предыдущего возмущения оно не может, так как местная скорость звука в горючем газе, расположенном перед невозмущенным газом, значительно ниже. [50]
Сравним (6.108) с аналогичным уравнением (6.93), полученным для случая постоянного дебита. Из полученных уравнений следует, что независимо от режима эксплуатации для максимального удаления границы возмущенной и невозмущенной зон существует одно и то же выражение. Однако для каждого из рассмотренных случаев оно справедливо в разное время. Действительно, из (6.93) и (6.108) видно, что максимальная длина фронта возмущения при эксплуатации в режиме постоянного давления достигается в 2 раза быстрее, чем в режиме постоянного дебита. Указанное обстоятельство представляет также практический интерес, заключающийся в том, что через определенный период времени скважина практически будет питаться только за счет верхнего пласта, расположенного над локально проницаемой зоной. [51]