Импульс струи

Постоянную А можно связать с импульсом струи , — полным потоком импульса в ней. Он равен интегралу по сферической поверхности [c.120]

Формулы (23,16—21) решают поставленную задачу. При изменении постоянной Л от 1 до оо импульс струи Р пробегает все значения от схз до 0. [c.120]

Условие равенства потери импульса в пограничных слоях избыточному импульсу струи с равномерными профилями скорости и плотности иот, рот, значения которых взяты на оси струи, имеет следующий вид [c.394]

Исследования показывают ([501, 1965, № 5), что коэффициент импульса струи, необходимый для ликвидации отрыва, может быть вычислен по формул е [c.408]

Пример 6.4.1. Определим коэффициент импульса струи газа, обеспечивающий безотрывное обтекание закрылка, при условии, что скорость вдоль его поверхности изменяется по линейному закону от некоторого значения до величины ьъ [c.409]

Уо—постоянный импульс струи [c.85]

Иногда в число условий единственности входят некоторые интегральные равенства, подобно тому, как это имело место в идеальной жидкости, где при расчете подъемной силы крылового профиля (гл. V) использовалась присоединенная циркуляция. В динамике вязкой жидкости аналогичную роль играют задание величины импульса струи при расчете явления распространения струи в пространстве, затопленном той же жидкостью, задание сопротивления тела для определения течения в аэродинамическом следе за ним и др. [c.365]

Полное количество движения, переносимое струёй, называется импульсом струи. Импульс струи считается заданным, так как считается заданным распределение скоростей в начальном сечении струи. [c.283]

Для случая струи типа источника можно методом размерностей свести уравнения (7.4) к одному обыкновенному уравнению. В этом случае единственной заданной размерной величиной будет импульс струи и, следовательно, масштабы длины I и скорости и будут связаны одним соотношением [c.283]

Сопоставляя (7.30) и (7.58), мы видим, что расход в плоской струе зависит от импульса струи, тогда как расход в пространственной струе от импульса струи не зависит. На основании равенства (7,28) можно получить, что условная граница плоской струи будет криволинейной, тогда как для пространственной струи эта условная граница оказалась прямолинейной. [c.293]

Так как на все стенки, для которых силы давления на них имеют компоненты в направлении струи, действует полное превышение давления Р(Р1 Рй), то исчезновение этого превышения давления в поперечном сечении насадки должно быть равно импульсу струи, т. е. [c.212]

К аналогичной зависимости можно также прийти, если исходить из условия равенства потоков импульса струи на срезе трубки и в переходном сечении. Действительно, поток импульса струи на срезе трубки / = аоР со, а в переходном сечении [c.117]

В рассматриваемом случае предполагается также, что потоки импульсов струй остаются неизменными по длине струй и равными ио величине потокам импульсов на выходах соответствующих сопел. Хотя это допущение полностью справедливо только для свободных затопленных струй, его можно использовать и при расчете слабо искривленных струй. Это показано, например, при решении задач о притяжении струи к стенке (см. п. 5, гл. 1П). [c.139]

Приравнивая изменение момента импульса струи к результирующему моменту М сил трения и используя зависимость т = [c.173]

Коэффициент определяется уравнением (267) и характеризует долю полного импульса струи, проходящую через часть [c.180]

В случае стока (( < 0) струя стекает с вершины конуса и движется вдоль полуоси ж = 1. с увеличением обильности стока импульс струи и скорость на оси возрастают и при некотором значении Q или Ке = — Q v обращаются в бесконечность. Это происходит, когда знаменатели в формулах (14) обращаются в нуль при х = 1. Критические значения параметров определяются уравнениями [c.91]

С приближением значения Ог к Ог . корень у х) в точке ж = 1 и полюс XI сближаются. При этом величина г/ (1) —о°, следовательно, растет до бесконечности продольная скорость на оси. Таким образом, вблизи оси развивается сильная струя. В критической ситуации импульс струи обращается в бесконечность. [c.167]

Если перейти к параметрам Ог, Рг , то решение существует при всех их значениях. Кривая Ого (Рг) соответствует бесконечным значениям Ог при Рг>0, а точка (Огд , 0 переходит в полуось Ог Огд, 0 , Это значит, что если при фиксированном значении Ог > Ого число Прандтля устремить к нулю, то в пределе возникает бесконечно сильная струя, при этом внешнее течение, порожденное эжекцией струи, соответствует у (ж), приведенной на рис. 67 для случая Рг = 0. Асимптотическая зависимость импульса струи / (Ог) при Ог > 1 имеет вид [c.177]

Таким образом, при Рг = О конвективный режим с восходящим движением у полюса, который ответвляется от состояния покоя при Ка = 24, с уменьшением числа Рэлея приобретает струйный характер. Когда Ка достигает значения Ка , импульс струи обращается в бесконечность и решение перестает существовать. [c.186]

Выбираем сферические координаты / , 0 ф с полярной осью вдоль направления скорости струи в точке ее выхода, которая выбирается в качестве начала координат. Движение обладает аксиальной симметрией вокруг полярной оси, так что и<р = О, а 1)0, V, являготся функциями только от г, 0. Через всякую замкнутую поверхность вокруг начала координат (в частности, через бесконечно удаленную) должен протекать одинаковый полный поток импульса ( импульс струи ). Для этого скорость должна [c.118]

Найдя с помощью (6.4.3) и (6.4.2) коэффициент импульса струи, можно подсчитать из (6.4.1) по известным величинам оо и 6 и выбранным параметрам струи Qy и Vj необходимую высоту щели h и определить расход вдуваемого газа на единицу ширинБг щели [c.409]

Однако при таком представлении безразмерная основная частота озо/о) возрастает с числом Рейнольдса, так что полная безразмерная энергия, которая содержится в этом универсальном спектре, не является универсальной постоянной. В связи с этим интересно отметить, что oiq/w достигает единицы прп конечных числах Рейнольдса порядка 10 . Таким образом, очевидно, что с увеличением числа Рейнольдса безразмерная энергия первичного движения постепенно уменьшается и становится равной нулю вблизи Re ------= 10 . К сожалению, оказалось, что для таких больших чисел Рейнольдса нет надежных эксперимептальиых данных. Тем не менее интересно обсудить физический смысл этого утверждения. По-видимому, с увеличением числа Рейнольдса выбрасываемые первичные струи разрушаются, переходя в случайное турбулентное движение на все более ранней стадии развития, пока наконец при разрушении подслоя вся энергия, теряемая первичным движением, сразу непосредственно передается случайным турбулентным вихрям, и переносящие импульс струи перестают существовать как отдельные образования. Возможно, необходимо определить два полностью развитых режима турбулентного течения. Один из ных существует от момента перехода до числа Рейнольдса, при которол энергия первичного (или крупновихревого) движения надает до нуля, а другой соответствует всем числам Рейнольдса, превышающим упомянутое выше значение. Однако иока еще слишком рано говорить о том, можно ли настоящую теорию, которая в основе своей относится к первому пз этих режимов, применить (возможно, в несколько измененном виде) ко второму режиму, или при. отсутствии четко определяемого первичного движения необходимо обратиться к чисто статистическому методу. Очевидно, что для дальнейшего исследования потребуются дополнительные экспериментальные данные, полученные при очень больших числах Рейнольдса. [c.315]

В работах Международного комитета по исследованию пламени в Эймей-дене была установлена завигимость между концентрацией сажи в пламени и коэффициентом избытка воздуха в ядре факела при различном времени смешения t. Эти работы показали, что уменьшение коэффициента избытка воздуха а и увеличение времени смешения t приводят к увеличению концентрации сажи в пламени. Было установлено, что для геометрически подобных пламен средняя концентрация сажи в пламени примерно в два раза ниже, чем в центре факела. Исследовались в основном диффузионные пламена тяжелого жидкого топлива и коксового газа. Распыливание мазута осуществлялось воздухом и паром. Тонкость распыливания оценивалась по импульсу струи. С увеличением импульса концентрация сажи в пламени уменьшалась. [c.131]

Для существования решения, отличного от нулевого, тривиального, необходимо задать такую интегральную характеристику движения, которая, подобно импульсу струи, отвечала некоторому закону сохранения и тем самым служила бы количественной мерой данной конкретной полуограни-ченной пристенной струи. Заметим, что импульс в данном случае уже не может сохраняться вдоль струи, так как, в отличие от безграничной струи, имеется внешняя сила трения жидкости о границу полуплоскости. [c.504]

При исследовании процесса проникновения газовых струй в расплав практически определяющими являются импульс струи Н, плотность жидкости Pjij, кг/м , ускорение свободного падения g, [c.72]

Учет влияния неравномерности распределения скоростей в начальном сечении при симметричном распределении скоростей может быть произведен путем введения коэффициента количества движения ао при подсчете потока импульса струи в указанном сечении. В этом случае начальный поток импульса, например, круглой струи, записывается /о = роолудИо Можно также ввести коэффициент неравномерности ки распределения скоростей, равный отношению максимальной скорости ом в начальном сечении к средней о Тогда /о = раоЯ(/о ( ом/ о)- Приравнивая импульсы /о и /х, находим выражение для безразмерной скорости на оси струи [c.88]

Будем характеризовать интенсивность вдувания параметром j = lylln, где ly — поток импульса струи управления, вытекающей из одного канала управления /п — поток импульса струн питания. Очевидно, при / = О выражение для xjd должно вырождаться в зависимость (188). С другой стороны, сечение перехода под действием струи управления не может сместиться выше по течению относительно оси канала управления, т. е. при [c.124]

Первая попытка"построения теории пеавтомодельной струи без вращения с конечным расходом принадлежит Румеру [112, который предположил, что решение может быть построено в виде разложения по целым обратным степеням сферического радиуса. Как показано в [47], такое предположение некорректно. Решение должно строиться в виде разложения по дробным степеням Л ", причем показатели должны находиться как собственные числа некоторого линейного оператора. Кроме того, и это главное, правильное разложение помимо члена должно содержать член (1п/ )// 2, причем оба с произвольными константами. Еще одну произвольную постоянную, определяемую импульсом струи, содержит автомодельный член 1/Д. [c.35]

В обсуждавпшхся моделях формирования космических струп в качестве источника движения и параллельности струй назывались вращение вещества диска аккреции и магнитное поле. Но существующие данные не находятся в согласии с предположением о быстро вращающихся дисках. Оценки магнитного поля в галактических струях дают величину порядка 10 —10" Гс [158]. Такое поле не может заметно влиять на импульс струи, хотя может, напротив, порождаться течением за счет турбулентного МГД-дина-моэффекта [27]. Влияние магнитного поля па течение сказывается посредством другого механизма. В отсутствие магнитного поля длина свободного пробега в галактических струях оценивается величиной порядка и больше радиуса струи, по благодаря наличию магнитного поля длина свободного пробега из-за ларморовского эффекта уменьшается и применимо гидродинамическое приблия ение [158]. Характерные числа Рейнольдса для галактических струй имеют порядок 10 —W. [c.142]

Струйные течения в веществе, окружающем диск аккреции, являются ие только следствием, по и необходимым условием образования массивных объектов. Они уносят лишний момепт импульса аккреционного диска, препятствующий гравитационному захвату вещества тяготеющим центром. На основе карты режимов течения (см. рис. 49) можно получить представление пе только о крупномасштабной структуре течения, но и об эволюции космических струн. Наблюдаемые струи согласно оценкам являются слабо закрученными, поэтому в рамках модели следует принять д1 > Го. На квазнстационарной стадии струя соответствует точке па рис. 49 вблизи кривой 1. Когда захват вещества прекращается, 1д1 убывает и импульс струи падает. При пересечении изображающей точкой кривой 2 циркуляция начинает преобладать, и струя раскрывается. Наконец, когда д обращается в нуль, струя ложится на плоскость и течение обращается, унося остаточную массу и момент пмпульса на периферию плоскости аккреции. Монсет быть, с этим связан необычный характер распределения момента импульса в нашей галактике [128]. [c.143]

В такой постановке источником движения служат неоднородные граничные условия при ж = 0. Одпако существует один выделенный случай, когда задача ставится в безграничной области, а движение вызывается источником импульса в начале координат. Это струя Ландау, для которой в случае v = onst и i2 = о решение, регулярное при х = , выписывается аналитически и имеет вид F — = —2v [i — х" )/ Aq — х). Здесь Ао — постоянная интегрирования, которую можно связать с заданным импульсом струи. Таким образом, случай струи Ландау спектральный, когда существует нетривиальное решение с однородными условиями при ж = 1. Если апалогич-liyro однородную задачу поставить в полупространстве то, [c.147]

Известно, что турбулентное ядро осесимметричной струи визуально располагается в довольпо узком конусе с полууглом раствора 04 12,5°, чему соответствует значение х = 0,976. Течение в ядре автомодельно и практически не зависит от способа созда-пия струи. По данным [144], продольная скорость на оси турбулентной струи определяется выражением пн = ЗК/(8куЯ), где К — = ( 70,0161) 2 — импульс струи. Из этих соотношений находим йl д/v =—г/ (1) = 3/[8л (0,0161)2] = 460,5. Приведенные данные г/ (1) =—460,5 и х = 0,976 относятся к незакрученной струе. К тому же значение х , по-видимому, завышено, так как за счет поперечных турбулентных выбросов реальная турбулентная зона заметно шире видимой. [c.153]

Таким образом, учитывая результаты 2, получаем, что решение задачи о закрученной струе содержит три счетных набора произвольных постоянных Вп), С , Фп), с помогцью которых можно всегда удовлетворить граничному условию на сфере радиуса Во в виде произвольно заданного осесимметричного вектора скорости (уд, У е, Уф), соответствуюгцего ненулевому источнику импульса на ней (/г О, (1.3)). При этом главные члены асимптотического разложения при В определяются четырьмя интегралами сохранения импульсом струи /г, расходом Q и двумя компонентами момента количества движения и [c.290]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...