Гидростатическое уравнение давления

Основное уравнение гидростатики (2-11) обычно формулируют в виде так называемого закона гидростатического распределения давлений [c.28]

В уравнения (24-17 ) и (24-17) вошла неизвестная глубина к на пороге в сечении с гидростатическим распределением давления. Введем обозначение [c.245]

Поэтому во всех таких случаях сила тяжести полностью выпадает из уравнения движения, если под величиной давления р понимать разность между полным давлением Р и гидростатическим приростом давления рст, т. е. р= личина и содержится в (2-16). [c.47]

Проекция уравнения движения на ось у для простоты здесь не выписана. Это не приводит к ограничению общности выводов при анализе условий подобия. В уравнении движения р есть та часть полного давления Р, которая не связана, с гидростатическим приростом давлений Рст в состоянии покоя, когда во всей, системе температура tm постоянна и плотность равна р . Итак, р=Р—рст, где [c.55]

Это уравнение гидростатического распределения давления. По мере увеличения высоты положения 2 давление р в жидкости уменьшается. Если р = ра.т на и над свободной поверхностью и h= (21—22) есть глубина под уровнем свободной поверхности, то [c.33]

Выполняя тот же анализ, что и в случае ударной волны в газе, мы можем применить к контрольному объему, показанному на рис. 14-40, уравнение количества движения (14-53) и уравнение неразрывности разница будет в том, что плотность жидкости постоянна, а силы давления определяются в предположении о гидростатическом распределении давления на участках равномерного движения. Поэтому из (14-53), пренебрегая касательными напряжениями на границе, для канала единичной ширины имеем [c.389]

С учетом результатов 3.1 и 3.2 функции д[, 1у х) определяются из решения задачи статической устойчивости для. многослойной цилиндрической оболочки, сформулированной на основе кинематической гипотезы типа Тимошенко. В уравнениях устойчивости при этом следует учесть, что в случае нагружения оболочки гидростатическим внешним давлением выполняется [c.260]

Гидравлический пресс 27 Гидростатическая подъемная сила 29 Гидростатическое давление на дно 27 давление на стенки 28 — уравнение давления 25 [c.221]

Уравнение (2-8.9) показывает, что давление распределено по гидростатическому закону, как и в неподвижной жидкости. Тензор полных напряжений получается суммированием девиаторного напряжения с величиной —pi. [c.85]

Уравнение (5-1.37) показывает, что течение контролируемо, если левую часть можно представить в виде градиента некоторого скалярного поля. Фактически уравнение (5-1.37) определяет поле давления р (с точностью до произвольной аддитивной постоянной см. разд. 1-8). Мы будем делать различие между истинным и гидростатическим давлением, т. е. рассматривать избыточное давление Sf". [c.175]

Необходимость выполнять измерение давления увеличивает сложность аппаратуры для реализации точки кипения по сравнению с аппаратурой для тройных точек. В процессе измерения давления качество регулирования температуры должно быть предельно высоким. С этой целью применяется относительно массивный медный блок, в котором размещены термометры и конденсационная камера. С другой стороны, реализация тройной точки основывается на ее собственной температурной стабильности в процессе плавления и, следовательно, относительно легком адиабатическом калориметре. Наклон кривой температурной зависимости давления насыщенных паров водорода возрастает от 13 Па мК при 17 К до 30 Па-мК- при 20,28 К- Поэтому для строгого определения точки 17 К измерению давления должно быть уделено больше внимания. Криостат должен быть сконструирован так, чтобы самая его холодная точка находилась в конденсационной камере и ни в коем случае не на манометрической трубке, связывающей камеру с манометром. Необходимо также введение поправки, обусловленной гидростатическим давлением газа в системе измерения давления. Она пропорциональна плотности газа и, следовательно, обратно пропорциональна температуре [см. уравнения (3,30) и (3.31) гл. 3, [c.158]

Проверка адекватности погружения стержневого термометра в реперную точку затвердевания металла проводится путем измерения изменений температуры затвердевания в зависимости от глубины. Вертикальный градиент температуры затвердевания, рассчитанный на основе уравнения Клаузиуса — Клапейрона, был найден равным 5,4 27 и 22 мкК-см- для сурьмы, цинка и олова соответственно. В реперной точке затвердевания вертикального устройства, подобного показанному на рис. 4.25, разность температур между верхней и нижней частями слитка в процессе затвердевания максимальна для цинка и достигает 0,3 мК. Поскольку измерение влияния гидростатического давления на точку затвердевания требует постоянного выведения термометра из слитка по мере затвердевания последнего, здесь могут использоваться лишь термометры, погружаемые на глубину большую, чем минимальная глубина погружения для обеспечения заданной точности измерения. Из рис. 5.15 можно заключить, что для измерения гидростатического эффекта на длине 8 см высота слитка должна составлять 20 см. А если учесть еще и требования к тепловому контакту термометра со средой, то высота слитка для цинка должна при этих условиях составлять 23 см. [c.214]

При рассмотрении массоотдачи от пузырька, поднимающегося вверх, к окружающей жидкости делается ряд допущений и упрощений. Так, считается, что в относительно неглубоком резервуаре жидкости объем пузырька постоянен, поскольку тепло- и массо-отдача от пузырька, с одной стороны, и изменение давления гидростатического столба — с другой, действуют противоположным образом и сами по себе незначительны. Скорость всплывания II эффективную толщину пленки также можно считать неизменными. Предполагается далее, что пузырек всплывает под действием собственной подъемной силы и что в непосредственной близости к пузырьку состав жидкости постоянен во всех точках. С учетом этих предположений уравнение переноса массы от пузырька к жидкости имеет следующий вид [1281 [c.127]

Уравнения (15.4), (15.5) определяют и равновесную форму граничной поверхности между фазами, т. е. форму поверхности, при которой реализуется минимум соответствующего термодинамического потенциала системы. Действительно, если мембрана гибкая и на нее действуют только силы, учтенные в (15.3), то разность давлений на мембране должна быть одинаковой в любой точке ее поверхности, так как в каждой из фаз давления изотропны (гидростатические давления), т. е. [c.138]

При интегрировании этого уравнения получается формула для расчета гидростатического давления в жидкости [c.155]

Это уравнение выражает гидростатический закон распределения давления и называется основным уравнением гидростатики. [c.26]

Рассмотрим, можно ли применить уравнения (23-9), выведенные для совершенного прыжка, к случаю волнистого прыжка. Для этого уточним понятие второй сопряженной глубины к" в указанном уравнении. Из вывода уравнения (23-2) вытекает, что к" — это глубина после прыжка в ближайшем к прыжку живом сечении, в котором давление распределяется по гидростатическому закону. [c.232]

При выводе этого уравнения сделано допущение, что давление в сечении 1—1 и 2—2 распределяется по всей глубине по гидростатическому закону. [c.271]

Именно в такой записи и использу ют это уравнение для вычисления гидростатического давления. [c.37]

Закон Паскаля. Из уравнения (1.22) видно, что в любой точке жидкости (на любой глубине к) гидростатическое давление р зависит от величины внешнего давления ро на свободной поверхности. При увеличении внешнего давления точно на ту же величину увеличится и давление в данной точке. Таким образом, жидкость обладает свойством передавать внешнее давление всем расположенным внутри ее частицам жидкости без изменения. В этом заключается закон Паскаля. [c.37]

Поэтому в дальнейшем в уравнениях движения (8.65) не будем учитывать проекции массовых сил, подразумевая под давлением в тех случаях, когда это существенно, избыточное давление над гидростатическим. Но в большинстве случаев влиянием массовых сил при расчетах пограничного слоя можно пренебречь. [c.329]

Два последних уравнения полностью совпадают с уравнениями гидростатики, а это означает, что в пределах живого сечения плавно изменяющегося потока давление распределяется по гидростатическому закону. В частности, если Р — сила тяжести, то для произвольной точки А, лежащей в живом сечении, имеем [c.147]

Расчет тонкостенных сосудов на действие гидростатического давления требует знания уравнения Лапласа, но в большинстве пособий для техникумов этого материала нет. [c.219]

Использование уравнения Лапласа только для определения напряжений в стенках цилиндрических и сферических сосудов при действии избыточного давления газа не имеет смысла, так как для этих сосудов расчетные формулы легко получить и без уравнения Лапласа. Если давать это уравнение, то надо показать его применение к расчету сосудов на действие гидростатического давления, а для этого необходимо рассмотреть условия равновесия отсеченной части сосуда. [c.219]

Применяя к рассматриваемому случаю истечения жидкости уравнение Бернулли для потока, мы должны помнить, что последнее справедливо для сечений с гидростатическим распределением давлений. В качестве таких сечений можно выбрать сечение на свободной поверхности лпщкости в сосуде и сжатое сечение струн. [Во втором сечении давления не подчиняются закону 2- - =со1151, так как/7=сопз1. [c.97]

В уравнениях движения изменение давления вызывается комбинацией динамических воздействий, порождаемых ускорением, вязкостью и силой тяжести. В некоторых случаях влияние силы тяжести вызывает просто гидростатическое распределение давления, которое оказывается как бы наложенным на леременное давление, обусловленное другими воздействиями. Это будет справедливо для жидкостей с постоянной плотностью в таких системах, которые мы будем называть замкнутыми или напорными системами. Замкнутая система может быть определена как система, в которой жидкость заключена полностью внутри фиксированных границ, или как система, в которой протяженность поля течения настолько вели ка, что может считаться бесконечной. Примером первого может служить течение жидкости в закрытом канале, таком, например, как замкнутая гидродинамическая труба. Примером второго может служить движение тела в газовой среде при достаточно низкой скорости (когда сжимаемость несущественна) 2. Если бы [c.156]

Когда h приближается к критической глубине Нл, то из уравнения следует, что dhldx стремится к бесконечности. Однако, как это можно видеть из рис. 14-35, уклон свободной поверхности при критическом состоянии потока не бесконечен. Это несоответствие объясняется тем, что допущение о гидростатическом распределении давления или о пренебрежимости кривизной линий тока несправедливо вблизи сечения с критической глубиной. Уравнение (14-96) тем не менее весьма полезно при определении общей формы свободной поверхности плавно изменяющихся потоков с учетом сопротивления тре-25—1427 385 [c.385]

Система дифференциальных уравнений модели. При численном моделировании земной гомопаузы будем исходить из системы осредненных гидродинамических уравнений смеси, включающих в себя уравнение неразрывности для континуума в целом (3.2.4) диффузионные уравнения (3.2.5) для отдельных химических компонентов среды, учитывающие аэрономические реакции и процессы молекулярной и турбулентной диффузии реологические соотношения Стефана-Максвелла типа (5.3.23) для осредненных молекулярных диффузионных потоков уравнение для внутренней энергии осредненного турбулизованного континуума (3.1.78) гидростатическое уравнение (3.3.4) и осредненное уравнение состояния для давления (3.2.2). [c.248]

Следует сказать, однако, что и одномерную постановку нельзя считать исчерпанной. Так, до последнего времени недостаточное внимание уделялось развитию теории неустановившихся течений в открытых руслах в приближении Буссинеска, которое может быть названо вторым приближением теории длинных волн (если первым считать приближение Сен-Венана). Из немногочисленных работ, выполненных в этом направлении в СССР, отметим лишь статью Н. А. Картвелишвили (1958), в которой гидравлические уравнения неустановившегося движения в русле выводятся из гидродинамических уравнений Рейнольдса без введения гипотезы о гидростатическом распределении давлений, а также статью Т. Г. Войнича-Сяноженцкого (1965), в которой аналогичные уравнения выводятся из гидродинамических уравнений турбулентного движения, предложенных А. Н. Колмогоровым (1942). В то же время теория Буссинеска, опубликованная в его знаменитом трактате в 1877 г., и последующие работы, развивающие ее, позволили понять некоторые волновые явления в потоках и открытых руслах, необъяснимые в рамках теории Сен-Венана. В качестве одного из наиболее характерных явлений подобного рода укажем явление образования вторичных волн (ондуляций) у фронта прерывной волны при относительно малых высотах последней. Благодаря работам Ж. Буссинеска и его последователей ) стало ясно, что вертикальное ускорение, возникающее благодаря кривизне линий тока, составляет основу подобных явлений. В таких течениях линии тока имеют столь значительную кривизну, что течение не может считаться плавно изменяющимся. Вертикальные ускорения уже не являются [c.729]

Исследования, проведенные Б. А. Бахметевым, Сметаной, Эйнвахте. ром, А. Н. Ахутиным, Н. И. Павловским и другими, показали, что основное уравнение совершенного прыжка (Х /П.12) отвечает опытным данным при отношении сопряженных глубин /12/ 12 2. При отношении сопряженных глубин /12/Й1<2, что соответствует значениям параметра кинетичности Як1<СЗ, уравнение совершенного прыжка не отвечает опытным данным, так как переход потока из бурного состояния в спокойное осуществляется в виде ряда волн, постепенно затухающих по направлению движения жидкости. Такая форма сопряжения бурного потока со спокойным получила название прыжка-волны (см. рис. ХУП.7). Структура прыжка-волны отличается от обычного совершенного прыжка здесь отсутствует завихренная водоворотная зона, а имеются лишь волновые колебания, при которых нарушается закон гидростатического распределения давлений в поперечных сечениях потока. Последними исследованиями установлено, что под первой наибольшей волной наблюдается искривление струи в таких масштабах, когда надо учитывать влияние центробежной силы. Все эти обстоятельства вызвали необходимость изыскать особую зависимость для сопряженных глубин прыжка-волны. [c.339]

Определением АВПД является неравенство р где pj-- реальное поровое давление на глубине а pj- = гидростатическое поровое давление. Здесь -плотность воды и g - ускорение силы тяжести. Базовые уравнения модели среды с АВПД - это соотношения (5.1) [c.167]

Решен не. Выбираем начало координат иа иих<ием краю стенки, ось X — вертикально в ее плоскости, а ось у — перпендикулярно стейке. В пограничном слое давлен ие не меняется вдоль оси ц (ср. 39) и потому везде равно гидростатическому давлению рч(х), так что р = 0. С обычной для пограничного слоя точностью уравнения (56,6—8) принимают вид [c.309]

Учитывая, что левая часть уравнения представляет собой полный дифференциал гидростатического давления, иолучи.м [c.25]

Уравнение поверхности уровня и свойства этой поверхности. Так как во всех точках поверхности уровня гидростатическое давление одинаково, т. е. р== onst, то dp = 0 и из основного дифференциального уравнения гидростатики получим [c.36]

Измерение давления в данной точке. Гидростатическое давление более удобно вычислять г о формуле (1.21). Так как разность zq—Z) представляет собой пубину h погружения данной точки под уровень свободной поверхности, то можно написать уравнение (1.21) в виде [c.40]

Из уравнения (2.22) видно, что сила давления жидкости на плоскую стенку Р равна произведению смоченной жидкостью площади стенки Р на гидростатическое давление в ее центре тяжести Рс =3 pghf. [c.27]

Таким образом, в пределах живого сечения плавноизменяющегося потока давление распределяется по гидростатическому закону. Этот результат позволяет распространить уравнение Бернулли (5.24) на поток конечных размеров, введя в него усредненные по сечению параметры. [c.135]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...