Поток см плоский

Параметры на верхней и нижней продольных границах ячейки определяются из решения плоской задачи о взаимодействии двух равномерных сверхзвуковых потоков (см. 9, гл. IV). Потоки начинают взаимодействовать по прямой линии, проходящей через точку с координатами х = хо, г = г,, где / = п и п — i для верхней и нижней границы соответственно. Возможные варианты решения задачи схематически изображены на рис. 14.7. Двойные линии обозначают ударные волны, штриховые — тангенциальные разрывы, пунктирные — границы веера характеристик, сплошная прямая — возможное расположение продольной границы ячейки. Напомним, что на тангенциальном разрыве имеет место разрыв касательной составляющей скорости и произвольный разрыв плотности. Давление на таком разрыве непрерывно. Через тангенциальный разрыв газ не течет. На ударной волне наблюдается разрыв нормальной составляющей скорости, плотности и давления, тангенциальная составляющая скорости непрерывна на таком разрыве. [c.281]

Но все же определяемая условно толщина пограничного слоя б будет зависеть от той точности, которую мы назначаем для равенства скорости пограничного слоя н скорости внешнего потока на их общей границе. Поэтому в современной теории пограничного слоя чаще пользуются понятиями толщины вытеснения 8 и толщины потери импульса б ", которые косвенным образом характеризуют поперечный размер пограничного слоя, но определяются более точно, чем толщина слоя б. Для пояснения первого из этих понятий рассмотрим схему обтекания невозмущенным потоком вязкой жидкости плоской пластины, поставленной параллельно вектору скорости (рис. 178). Пусть граница пограничного слоя ОА определяется его толщиной б, назначенной условно, как указано выше. Линии тока невозмущенного потока перед пластиной (х < < 0) представляют собой параллельные пластине прямые, однако над пластиной (х > 0) они должны отклоняться. Действительно, поскольку в сечении т — п, где толщина пограничного слоя б, скорости щ всюду меньше, чем скорость невозмущенного потока Uq, то расход жидкости через это сечение будет меньше, чем через сечение а — Ь того же размера б, но проведенное в невозмущенном потоке (см. рис. 178). Поэтому линия тока над пластиной, чтобы пропустить расход Hq6, должна отклониться на некоторую величину б. Тогда уравнение баланса расходов для сечений а — Ь п т — п запишется в виде [c.359]

Рассмотрим теплопроводность многослойной плоской стенки (рис. 34, б). Все предпосылки и исходные данные аналогичны данным для однослойной стенки. Согласно закону Фурье, плотность теплового потока [см. формулу (250) ] через каждый из слоев запишется так [c.86]

Если кривизна небольшая (/ иар// вн<2), то можно считать ф 1. Для плоских стен конечных размеров расчет теплового потока см. п. 6.3.1 кн. 2 настоящей серии. [c.90]

Используя величины G и Q для потока вдоль плоской пластины (см. ниже), получим для и Q , Qml h = 1,079/1,5672 = 0,439. С учетом последнего отношения уравнение (16) становится почти идентичным уравнению, уже найденному в первой части. [c.170]

Решение. Воспользуемся программой для ЭВМ Мир-1 , выполняющей расчеты по формулам (6.29) — (6.40), а также реализующей поиск промежуточных переменных т)о и т)о ц в соответствии с теорией плоских изотермических потоков аномально вязких жидкостей, применяемой к анализу моделирующих потоков (см. приложение, программа И). [c.177]

Удар твердого тела о плоскую поверхность воды можно исследовать таким же путем, как и гидравлический удар в трубе. Так как теперь для обеих столкнувшихся сред величина рс имеет разные значения, то скорость распространения волн давления в обеих средах будет разная, а потому будет разным и изменение скорости в них. Если тело, ударяющееся о воду, представляет собой массивный кусок металла, то практически вся относительная скорость воспринимается водой . Повышение давления, возникающее в воде при ударе, довольно быстро спадает, во-первых, вследствие своего распространения со скоростью звука от контура поверхности столкновения, а во-вторых, вследствие того, что твердое тело под действием противодавления более или менее быстро (в зависимости от своей массы) теряет скорость. Кривая, изображающая зависимость ударного давления от времени, имеет примерно такой же вид, как кривая, изображающая распределение давления вдоль ширины прямоугольной пластинки, обтекаемой сверхзвуковым потоком (см. рис. 256). После того как ударное давление в воде делается равным нулю, в ней остается только обычное гидродинамическое давление, соответствующее оставшемуся после удара движению. [c.422]

Чтобы получить так называемое циркуляционное обтекание круглого цилиндра, наложим на поток, рассмотренный в предыдущем параграфе, чисто циркуляционный поток от плоского вихря, расположенного в начале координат (см. 18). Сложив потенциалы скоростей указанных потоков, получим [c.77]

Если у данного сопла Лаваля противодавление меньше или несколько больше, чем это соответствует отношению сечений Р /Р, то в выходящей струе образуются колебания (количественное исследование того же вопроса при плоском потоке — см. стр. 474). Средняя скорость истечения (т. е. та, которая наступила бы при затухании колебаний, если бы у границы струи одновременно не получались потери на смешение) в этих случаях 1) представлена на фиг. 1 для различных отношений сечений Р /Р в виде прямых (например Е—О — Н), касающихся кривой ВС в точке (например О), принадлежащей к данному сечению. Чтобы не затенять диаграмму, большинство этих прямых вычерчены лишь частично, полностью представлены лишь прямые для р /р= 1 (сопло без расширения) и для Р 1Р—0,й (прямая —О — Н). Если противодавление лежит выше верхней крайней точки (Н) прямой, соответствующей данному сечению у выхода, 10 скачок уплотнения происходит внутри сопла. Для этого случая зависимость между давлением и скоростью для данных сопел (отношение сечений Р /Р) представлена помощью примыкающих к прямым кривых (например Н — I). [c.470]

Рассмотрим кавитационное обтекание скошенной решетки плоских полубесконечных пластин плоским неустановившимся потенциальным потоком (см. рис. 1.4). Для определения связи параметров в сечениях I—I и II—II с учетом неустановившегося движения жидкости запишем уравнения, выражающие законы сохранения массы, количества движения и энергии в интегральной форме. Эти уравнения имеют вид [14] [c.199]

Расчеты производились методом наложения потоков [см. формулу (3.8)] и методом ГИУ. Всасывающий прямоугольник дискретизируем набором N плоских треугольников (рис.2.30). Остальную границу области течения разбивать на граничные элементы не имеет смысла, так как Р х,У) = О [см. формулу (2.39)], поскольку граничные треугольники лежат в одной плоскости нормальная составляющая скорости равна нулю, и как следует из формулы (2.44), интенсивность [c.541]

Если учесть, что площадь потока в плоских моделях обычно мала и составляет десятые или сотые доли квадратного сантиметра, то расход через модель для сохранения условий подобия по параметру П должен измеряться значениями, не большими 10 2 см с. [c.34]

Симметрия задачи позволяет вместо бесконечного пористого слоя рассматривать течение в одном канале, приняв на стенках этого канала вне пористого тела (в переходных слоях) зеркальный закон отражения молекул. Вдали от пористого слоя течение равномерное, причем в набегающем потоке - подобное течению конденсации на плоскость, а за пористым слоем - подобное испарению с плоскости. В соответствии с этой аналогией в набегающем потоке должны быть заданы (см., например, [7-14]) числовая плотность = п(л —>-оо) и температура 7 , = Г (х —>-оо), а в потоке за плоским слоем каналов - только плотность = п х —> +оо). [c.195]

В случае теплопередачи через плоскую стенку (см. рис. 12.1), для которой Rk = 6/ XF), а площади поверхностей плоской стенки одинаковы с обеих сторон (Fi = Fi = F), удобнее рассчитывать плотность теплового потока q. Тогда [c.98]

Значения Л4 , полученные для сечения непосредственно за плоской решеткой (Я = - 0), на первый взгляд свидетельствуют о более интенсивном и сущестЕ. енном выравнивании потока по сечению, чем это следует из значений полученных за спрямляющей решеткой (НЮу та 0,5 см. соответствующие точки на рис. 7.10). Учитывая замечания о методе определения скоростей в отверстиях плоской решетки и о подсасывающем действии более ускоренных струек в сечении за спрямляющей (ячейковой) решеткой при больших значениях р плоской решетки, следует, очевидно, принимать некоторые средние значения М,, по кривым рис. 7.10 (сплошные линии). Эти значения приведены в табл. 7.3. [c.170]

Приведенные в табл. 7.7 значения подсчитаны только по полям скоростей, полученным по диаметру, совпадающему с направлением оси входа, так как при боковом входе только эти поля дают правильное представление о характере и степени растекания потока по сечению рабочей камеры аппарата. Значения опт, при которых в этом случае получается равномерное распределение скоростей (Л4 с 1,1) как по фронту плоской решетки, так и в сечениях за спрямляющей решеткой (см. табл. 7.6), находятся в пределах приведенных ниже (вторая строка). [c.180]

Исследования показали, что при кольцевом (периферийном) вводе потока в аппарат движение жидкости значительно сложнее, чем при обычном боковом. Струя, поступая в кольцо и взаимодействуя со стенкой корпуса аппарата, разделяется на две части, обтекает эту стенку и устремляется по инерции в противоположный конец кольца. Отсюда через щели в стенке корпуса аппарата она выходит в его полость. При этом создаются условия для двойного винтового (вихревого) движения (рис. 8.8, а). В результате распределение скоростей по сечению рабочей камеры аппарата получается неравномерным (Ai = 1,8-н2, табл. 8.3). Закручивание потока столь значительное, что сохраняется даже после установки в начале рабочей камеры плоской решетки. Поэтому и за решеткой неравномерность распределения вертикальных составляющих скоростей не устраняется (Л = = 1,5- 2,0). Только после наложения на плоскую решетку спрямляющего устройства в виде ячейковой решетки, устраняющей закручивание потока, достигается практически полное выравнивание скоростей по всему сечению (М — 1,08ч-1,10). Опыты показывают, что установка одного спрямляющего устройства без плоской решетки неэффективна (см. рис. 8.8, б), так как вследствие малого сопротивления это устройство не может выравнять скорости по величине. [c.213]

С целью проверки структуры потока для рассматриваемого случая была изготовлена модель электрофильтра с осевым подводом через горизонтальный диффузор при отношении площадей Ру.1Ра= 9,7 (рис. 9.1). В качестве осадительных электродов служили плоские пластины (десять, толщиной 6 = 2 мм). Для выравнивания потока до входа в рабочую часть аппарата были установлены согласно расчету (см. гл. 4) три плоские решетки [(1=0,4 — 0,38 ( отв = Ю мм)]. Поля скоростей измерялись в двух [c.217]

Распределение температур пористого материала Т и охладителя t внутри плоского проницаемого элемента с постоянным объемным тепловыделением q , охлаждаемого потоком продавливаемого сквозь него газа с удельным массовым расходом G (см. рис. 1.2), определяется системой уравнений [c.55]

Для выявления сущности анализа на устойчивость задача теплообмена рассматривается в наиболее простой постановке (см. рис. 3.1). Процесс охлаждения плоской проницаемой стенки, подверженной во> действию внешнего сложного теплового потока с результирующей плотностью q, принимается одномерным. Физические свойства пористого материала и теплоемкость охладителя постоянны. Температуры каркаса и охладителя одинаковы Т = t, теплопроводностью последнего пренебрегаем. [c.69]

Рассмотрим пленочный режим течения газожидкостной системы (см. разд. 1.1). Будем предполагать, что поверхность раздела фаз является плоской. Обозначим через I длину одной конвективной ячейки. Картина потоков вблизи межфазной границы имеет вид, изображенный на рис. 87. В соответствии с допущениями ячеечной модели будем считать, что на поверхностях а =8 и [c.299]

Направим нормально на плоскую поверхность монохроматический световой поток с частотой v. Энергию светового потока, содержащего N фотонов, приходящихся на 1 см поверхности за 1 с (плотности потока), обозначим через Ф. Очевидно, что [c.352]

В диффузорах с углом расширения > 40° поток не может следовать даже по одной из сторон и отрывается одновременно по всему периметру сечения, образуя струйное течение. Отрыв становится более устойчивым, а профиль скорости более постоянным, чем при меньших углах расширения. Опыты показывают (см. рис. 1.21, б), что при углах расширения 1 > 24° отрыв потока начинается у входного сечения диффузора, даже при больших числах Не, когда отрыв турбулентный. Интересно отметить, что неравномерность распределения скоростей, а также отрыв потока в плоском диффузоре наблюдаются не только в плоскости ])асширения, но и в перпендикулярной к ней плоскости, = г /Ь (рис. 1.25). Под плоским диффузором подразумевается диффузор, который расширяется только в одной плоскости. [c.31]

Следующий пример расчета относится к течению сверхзвукового потока в плоском несимметричном сопле, применение которого возможно на гиперзвуковом летательном аппарате. Такое сопло имеет преимущество перед соплом Лаваля на режимах перерасширения, когда давление в окружающей среде больше давления на срезе сопла (см. гл. VIII, 2). Рассматривается плоское сопло с частично внутренним расширением с прямолинейной обечайкой. На расчетном режиме число М на входе в сопло равно Ми = 2, на срезе сопла Ма = 4 и отношение полного давления на входе в сопло к давлению в окружающей среде равно Лс = Рвх/рн = 152. Отношение площади на срезе сопла к площади на входе в сопло Р л равно = 6,35. Контур про- [c.291]

Проиллюстрируем изложенное простейшим примером полубезграничного турбулентного потока вблизи плоской стенки (см. рис. 5.4). Поток будем считать двумерным, т. е. предположим, что движение вдоль оси z (по нормали к плоскости чертежа) полностью отсутствует. Поскольку стенка предполагается безграничной, то ни один из усредненных параметров потока не должен зависеть от координаты х, отсчитываемой вдоль стенки. Эти ограничения означают, что [c.96]

Для решения ур-ний П. с. используются разл. методы, среди к-рых можно выделить две осн. группы — численные конечно-разностные) и интегральные. Первая группа методов основана на численном интегрировании исходных ур-ний П. с. методом сеток, или конечных разностей. Совр. ЭВМ позволяют это делать практически без внесения существенных упрощающих предположений, с учётом всех особенностей геометрии, физ.-хнм. процессов и т. п. Широкое распространение в численных расчётах получил анализ ур-ний П. с. для раэл. частных случаев, когда, вводя спец, переменные и опуская нек-рые несущественные члены, с одной стороны, получают упрощение исходной системы ур-ний, а с другой — ездми результаты получаются в более обобщённом виде. К ним относятся разл. автомодельные решения, для к-рых имеет место понижение размерности задачи (напр., случаи П. с. на плоской пластине и конусе, в окрестности критич. точки затупленного тела, на клиновидных телах в дозвуковом потоке). См. А втомидельпое течение. [c.663]

Было проведено также большое число экспериментальных исследований, имевших целью либо накопление данных о гидравлическом сопро тивлении Каналов различной формы (см. монографии И. Е. Идельчика, 1954 А. Д. Альтшуля, 1962, и др.), либо изучение структуры пограничного слоя в каналах с положительным и отрицательным градиентом давления (Н. М. Марков, 1955, и др.), либо, наконец, изучение влияния начальной неравномерности (О. Н. Овчинников, 1955 И. Е. Идельчик, 1954) и начальной турбулентности потока (В. К. Мигай, 1966 И. Т. Швец, Е. П. Дыбан и др., 1960) на характеристики течения в каналах и трубах. Одно из первых исследований структуры потока в плоском диффузоре было проведено А, Н. Ведерниковым еще в 1926 г. А. И. Лашков (1962) на основе экспериментального исследования серии конических диффузоров установил, что при больших углах раскрытия возможна реализация режима течения, характеризуемого кризисом сопротивления, подобно тому как это имеет место для плохо обтекаемых тел. Аналогичный результат ранее был получен И, Е. Идельчиком при исследовании течений в коленах (1953). [c.798]

Для кривых намагничения на переменном токе определяют зависимость максимальных значений индукции В ах от максимальных значений напряженности поля Нтт или от действующих значений Н. Образцы для испытания как правило применяют кольцевые с двумя обмотками — намагничивающей, равномерно распределенной по кольцу, и измерител1,ной. Намагничивающую цепь рекомендуется питать через регулируемый изолирующий трансформатор. Для определения обычно пользуются индукционным методом И. магнитного потока (см. выше). Напряженность поля Нтах М- б. Определена плоскими или цилиндрическими калиброванными катушками. В этом случае измеряют такше среднее значение индуктированной эдс, однако чуп-ствительЕОсть этого метода не всегда оказывается достаточной. Я ял,- можно вычислить по намагничивающим ампервиткам, если измерить максимальное значение намагничивающего тока 1тт- Для ЭТОЙ цели применяют катушку взаимной индуктивности, шелательно регулируемую, первичная обмотка к-рой включается в намагничивающую цепь, а вторичная — через выпрямитель к магнитоэлектрич. прибору. Тогда [c.524]

Установленные в настоящей главе типы траекторий и, в частности, особых траекторий возможны лишь у динамических систем (потоков) в плоской области и на сфере. При рассмотрении динамических систем (потоков) на замкнутых двумерных поверхностях (конечного рода) возможны еще другие типы траекторий (незамкнутые самопредельные) (см. дополнение). [c.63]

К сожалению, эмпирические данные о профилях концёнтра-дии пассивной примеси в реальных потоках около плоской стенки значительно более бедны, чем данные о профилях средней скорости поэтому экспериментальная проверка формулы (5.77) до сих пор остается очень неполной. Измерения профилей средней температуры в приземном слое атмосферы, многократно проводившиеся метеорологами, мало пригодны для этой цели, так как в приземном слое при наличии, изменения температуры воздуха с высотой (т. е. при не нейтральной термической стратификации) значительную роль играет архимедова сила, не позволяющая рассматривать температуру как пассивную примесь (подробнее об этом см. в гл. 4). Более подходящими могли бы быть данные тщательных наблюдений над профилем влажности (т. е. кон--центрации водяного пара) в приземном слое атмосферы ) од- [c.282]

Обтекание сферической капли плоским деформационно-сдвиго-вым потоком (см. разд. 1.1) описывается выражениями (2.5.9), в которых следует положить = — С 22, Сдд = О, С = О при гф ]. [c.64]

С использованием метода наложения потоков (см. п. 1.4) путем интегрирования стоков по всасывающему отверстию в работах [28-32] получены формулы для расчета осевой скорости у вытяжных отверстий, встроенных в плоскую безграничную стенку. За рубежом методом наложения потоков было рассмотрено поле скоростей у прямоугольного всасывающего отверстия [44. Здесь не были получены такие простые формулы, как у И.А.Шепелева. Интегрирование источников проводилось суммированием 100 единичных стоков. Изучалось течение стесненными стенками (одной, двумя и тремя взаимно перпендикулярными стенками), описанное с использованием зеркального отображения и графического суммирования. Этим же методом рассмотрена задача в плоскости [45] для одного точечного стока, одного точечного источника и плоскопараллельного течения. [c.446]

Чтобы воспользоваться выражением (4.46), нужно знать функцию еэ(7 ст/ Тел, бел). Для ее расчета вернемся к результатам, полученным в подпараграфе 4.4.4. Применительно к условиям теплообмена неизотермиче-ского псевдоожиженного слоя с погруженной поверхностью плоский слой дисперсной среды соответствует неизотермичной зоне между-поверхностью теплообмена и ядром слоя. В эквивалентной этому слою модели стопы (см. рис. 4.7, а) О и N+1 ограничивающие поверхности представляют собой стенку теплообменника и ядро слоя с температурами Т ст и Тел- При фиксированной толщине неизотермичной зоны (число Л ), заданных степени черноты частиц и средней порозности слоя характеристики элементарного слоя стопы по-прежнему определяются формулами и уравнениями, приведенными в подпараграфе 4.4.2. Решение системы уравнений (4.38) позволяет найти возможное стационарное распределение температуры и величину лучистого потока по формуле (4.41). С помощью этого соотношения можно получить в явном виде функцию Еэ Тст, 7 сл, бел). Действительно, потоку, испускаемому псевдоожиженным слоем, соот- [c.176]

Протекание жидкости через перфорированную пластинку (плоскую решетку) в пространство, не ограниченное стенками. Если поток равномерно набегает на перфорированную пластинку перпендикулярно ее поверхности, то струйки, вытекающие из отверстий, имеют одинаковые скорости и направление. Непосредственно за плоской решеткой жидкость движется отдельными свободными струйками, которые постепенно размываются и только на определенном расстоянии за решеткой сливаются в общую струю с максимальной скоростью на оси центральной струйкн (рис. 1.49, а, б). Каждая струйка за решеткой интенсивно подсасывает окружающую ее жидкость. При этом соседние струйки мешают притоку жидкости, увеличивающей присоединенную массу. Поэтому вокруг каждой струйки образуется циркуляция внутренних присоединенных масс (рис. 1.49, в), так что масса струек от выходного сечения О—О (х — 0) до сечения I—/ (х/с1 т- 5-т-8), где происходит слияние практически всех струек, остается постоянной. Только крайние струйки в случае неограниченной струи могут непрерывно подсасывать жидкость из окружающей среды, передавая ей часть кинетической энергии [40, 41 1. Так как увеличение массы центральных струек за счет окружающей среды затруднено, они начинают подсасывать соседние струйки. В результате все струйкн отклоняются к оси (рис. 1.49, в), и площадь поперечного сечения / -/ общего потока с массой, равной сумме масс всех струек, получается меньше начальной площади (сечения О—О), т. е. площади решетки. Согласно опытам [34], в этом сечении отношение средней скорости к максимальной = г ср/и г 0,7 при / =--== 0,03- 0,40. После суженного сечения поток расширяется по обычным законам свободных струй (см. выше) с увеличением общей массы за счет присоединенной массы из окружающей среды (см. рис. 1.49, а, в). На основании рис. 1.49, а а б относительное расстояние х/1/ Ек от решетки до самого узкого поперечного сечения общей струи, после которого она начинает расширяться, можно принять равным 0,6—0,7. [c.53]

Протекание однородного потока через перфорированную пластинку (плоскую решетку) в пространство, ограниченное стенками. В случае, когда на решетку в осевом направлении набегает равномерный поток, общая струя, образованная после слияния струек за решеткой и ограниченная с одной стороны стенкой налипает на эту стенку (рпс. 1.50, а). Если поток за решеткой ограничен со всех сторон (поступает в прямой канал, рабочую камеру пли в вентилируемое помещение), он также налипает на одну из стенок и. твпжется вдоль нее с максимальной скоростью, в то время как у противоположной стенки образуется большая отрывная (вихревая) зона (рис. 1.50). Отрыв потока от стенки обус.човлен возникновением положительного градиента давления при расширении (уменьшении скорости) потока за суженным сечением 1-1 струн (см. рис. 1.49, й). [c.55]

Это же выражение было получено Прандтлем [207]. Случай а ° ° 0, т. е. фх °° о (см. рис. 5.1), имеет место тогда, когда непосредственно за плоской решеткой или сеткой расположены продольные направляющие поверхности (спрямляющая решетка — хонейкомб, см. рис. 4.3). В то же время, как уже было отмечено, коэффициент выравнивания потока должен быть одинаковым как в конечном сечении за решеткой, так и перед ней, по ее фронту. Таким образом, выражение (5.58) можно рассматривать как уточненную формулу и для расчета коэффициента выравнивания потока по фронту решетки, т. е. /(ф = Аа)р/Ашо = /( = ( + Ср)С Как видно, это выражение аналогично формуле (4.29), только более уточненной. [c.130]

Общая структура потока в аппарате. Распределение скоростей потока в рабочей камере аппарата с центральным входом вверх при отсутстви1г распределительных устройств (рнс. 7.2, а) действительно близко к описанному (см. гл, 3), т. е. поток по структуре совпадает со свободной струен. О степени не]1авномерности потока без распределительных устройств при таком входе можно судить как по приведенным ниже значениям коэффициента количества движения М,. , полученным в различных сечениях рабочей камеры модели аппарата круглого сечения без решетки и с плоской решеткой, так и по отношениям скоростей -di /wy,. [c.162]

Результаты исследования выравнивающего действия системы плоских (тонкостенных) решеток, установленных тандемом, при центральном входе пот(,ка вверх аппарата (см. рис. 4.8) представлены в виде полей скоростей табл. 7.9—7.11 при различных значениях основных параметров, определяющих степень выравннвання потока отношение площадей FJFQ, количество решеток в системе п, коэ([)фицнент сопротивления решеток р, относительное расстояние между решетками 1 Ю . Аналогичные исследования проводились при боковом входе потока и центральном вниз. Анализ полученных экспериментальных данных позволяет сделать некоторые выводы. [c.184]

Структура потока в пространстве перед слоем. Промышленные аппараты отличаются именно тем, что вход потока в их рабочее пространство осуществляется через относительно небольшое отверстие (рис. 10.1, а). Если нет никаких специальных устройств для раздачи потока на все сечение сразу после входа, то, как было уже отмечено в гл. 1, внутри аппарата образуется свободная струя. При этом структура ее зависит как от отношения площадей Г, /Го. так и от относительного расстояния от входного отверстия Яц = HglDf, до рабочего слоя. Некоторое представление о структуре потока после входа в аппарат, как при отсутствии сопротивления, рассредоточенного по сечению, так и при его наличии (плоской решетки) было дано на основе результатов опытов (см. рис. 7.2). Приведем некоторые дополнительные сведения о течении струи в надслойном пространстве аппарата, полученные на основе результатов ряда исследований [105, 127, 1341. [c.268]

Считая течение плоским (см.рис.1.6), определяем параметры течения у стенки за изломом контура (в зоне возмущения потока). В soHe I дамение и скорость потока считаются"аввозмущенными" и определяются по методу, описанному в работе Д/. Параметры потока в зоне П определяются по соотношениям для плоских сверхзвуковых течений при постоянной внтропиа. Угол поворота потока на участке (Ху Нравен. Угол разворота потока от направления с числом Маха, равным. 1, до скорости в зоне П определяется по формуле [c.22]

Полученные результаты приведены в виде графиков. Для примера на рис. 15.12 показано распределение плотности нейтронных звезд в железе в зависимости от толщины защиты для начальной энергии протонов 70 Гэв с и различных расстояний от оси пучка (г = 0, 2, 5, 10, 20 и 30 см). Распределения проинтегрированы по бесконечной плоскости, нормальной к направлению пучка первичных протонов. В таком виде проинтегрированное распределение плотности соответствует ослаблению излучения плоского мононаправленного источника. На рис. 15.12 показано также экспоненциальное ослабление потоков первичных частиц в результате процессов неупругого взаимодействия. [c.258]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...