Движение адиабатическое поля скоростей

В результате проведенного анализа упрощенной схемы одномерного движения адиабатического двухфазного потока в канале, по-разному ориентированному в поле сил тяжести, можно сделать следующие выводы. Сопоставление опытных данных при движении двухфазного потока в горизонтальном и вертикальном каналах следует производить не при одинаковых расходах смеси и весовых газосодержаниях, а при одинаковых расходах жидкости (и> ) и истинных объемных газосодержаниях (ф). При этом сопоставлении нивелирный напор необходимо вычислять не по общепринятым формальным определениям (1) или (2), а по формуле (14). Для того чтобы качественно оценить ошибки, к которым может привести невыполнение этих условий сопоставления, рассмотрим конкретный численный пример для вынужденного движения пароводяного потока в вертикальном и горизонтальном плоском канале шириной г=10 мм при давлении р=76 кГ/см (ft да 10- кГ-сек/м да 2-10-в кГ-сек/м f 735 кГ/м f да да 40 кГ/м ), приведенной скорости воды ш =10 м/сек и 3 > 0.9. При расчете воспользуемся формулами, полученными выше для ламинарного кольцевого течения двухфазного потока. Безусловно, это приведет к идеализации реального процесса, так как в действительности характер движения фаз будет в этих условиях турбулентным, режим течения смеси не обязательно кольцевым и т. п. Однако качественная сторона явлений (по крайней мере для таких режимов течения двухфазного потока, как снарядный и дисперсно-кольцевой) этими формулами будет, по-видимому, отражена. [c.173]

Обнаруженное влияние поля температуры теплоносителя, сформированного неравномерным полем тепловыделения по радиусу пучка витых труб, на поле скорости потока необходимо учитывать при разработке модели течения и ее математическом описании и при нестационарном протекании процессов тепломассопереноса. Необходимость использования уравнения движения в виде (1.8) может быть обоснована также при исследовании процесса выравнивания неравномерности поля скорости, сформированной входным патрубком при адиабатическом течении воздуха. Эксперименты проводились на моделях теплообменного аппарата с 127 витыми трубами овального профиля с относительным шагом S/ d = 16 и числом Fr , = 470 на экспериментальной установке, описанной в [39]. Вход потока в пучок бьш осесимметричным. Неравномерность поля скорости формировалась системой входных решеток, уровень турбулентности за которыми составлял 6%. Скорость потока измерялась в выходных сечениях пучков различной длины трубкой полного напора, малочувствительной к углу скоса потока до 20° [39]. Длина пучков соответствовала расстояниям от входа lid, 18,7d, 90,5d. При этом входные условия сохранялись неизменными, число Re s 10 и = 305 К. Среднеквадратичная погрешность определения скорости составляла 3%. [c.107]

Следует подчеркнуть, что для необратимых процессов движения интегралы уравнений движения и энергии не-совпадают. При выводе уравнения энергии для струйки ( 2-1) указывалось, что оно справедливо и для адиабатических (необратимых) течений. Однако это замечание вполне справедливо только в частном случае, когда работа сил трения полностью преобразуется в тепло. Такой процесс соответствует простейшей схеме одномерного потока или движению газа с равномерным полем скоростей. [c.197]

Рассмотрим вращающийся с угловой скоростью ш = ш х) газовый диск толщины dx и квазистатическое адиабатическое движение среды в нем в поле центробежной силы 6 = тш г (см. рис. 166). Имеем, обозначая p(r + dr)-р(г) = dp, в квазигидростатическом приближении [c.247]

Как было показано в гл. VII (т. 1), при обтекании тел поступательным потоком беразмерные характеристики поля скоростей в идеальной несжимаемой жидкости определяются системой безразмерных параметров xld, y/d, zld, а, Р, где d — характерный размер тела, а, Р — углы, задающие ориентацию тела относительно скорости набегающего потока. Безразмерное отношение vjv не зависит от скорости, плотности и давления в набегающем потоке и получается постоянным при фиксированных безразмерных координатах xld, yid, z/d, а, р. Максимальное значение Отах/ оо соответствует вообще одной вполне определенной точке на поверхности тела. При учете сжимаемости в случае адиабатических движений совершенного газа получается [c.33]

В работе Айвени [19] учитывается влияние вязкости и поверхностного натяжения, а также сжимаемости при схлопывании пустых каверн и каверн, заполненных газом. Подобно Хик-лингу и Плессету [16], он следовал теории Гилмора [9], основанной на гипотезе Кирквуда—Бете [23]. Однако для расчетов он применял другой численный метод. Для расчета движения стенки пузырька он использовал уравнения (4.43) — (4.46), а для расчета полей скорости и давления в жидкости — уравнения (4.54а) — (4.56). Вязкость и поверхностное натяжение учитывались в граничном условии для давления с помощью уравнения (4.49). Сжатие предполагалось адиабатическим. Айвени сравнивал полученные им результаты с соответствующими результатами для несжимаемой жидкости. Некоторые из его результатов приведены в табл. 4.3. [c.160]

В 6.4—6.6 мы имели дело с адиабатическим процессом в упругой среде, т. е. исследовали динамику чисто механической системы. Такая система описывается тензором энергии со свойствами (6.67), (6.68). Теперь рассмотрим более общую систему, связанную с непрерывно распределенной реальной материей, внутри которой может иметь место теплопроводность. Движение материи описывается полем скоростей и (х, t) или соответствующей 4-скоростью U( (х). Тензор энергии Тц, этой обобщенной системы все еще симметричен, но для чисто механической системы уже не удовлетворяет условию (6.68). Из Tjj , Ui и тензора определенного в (6.73), мoлiHo снова образовать скаляр h°(x) и тензор Sik по формулам (6.72) и (6.75) соответственно. В этом случае эти величины также будут удовлетворять соотношениям (6.70) и (6.78). Кроме того, можно образовать ненулевой вектор [c.162]

Что же касается электронов, то при движениях плазмы со скоростями v TJMyl < Vтe их распределение адиабатически следует за распределением поля. Как мы видели в 36, конкретное выражение для электронной плотности М, при этом существенно зависит от характера поля. Для поля без потенциальных ям оно дается просто формулой Больцмана (37,7), так что уравнение (38,4) принимает вид [c.189]

Касаясь других подходов, отметим, что большинство из них было приложено к наиболее популярной и простой модели sandpile, которая исследована как аналитически [31, 32], так и численно [23-26, 31-36]. Аналитическое представление сводится, как правило, к полевым методам, первый из которых [37] основан на нелинейном уравнении диффузии. Однако, использование однопараметрического подхода не позволяет учесть основную особенность самоорганизующихся систем — самосогласованный характер динамики лавин, обусловленный обратной связью между открытой системой и окружающей средой. Более содержательную картину дает использование двухпараметрической схемы [38, 24-26]. Это достигается с помощью калибровочных полей (типа скорости движения песка и высоты его поверхности), либо материальнь1х полей, сводящихся к числу движущихся песчинок (размеру лавины) и т. д. Использование теории среднего поля показывает, что самоподобный режим динамики сыпучей среды отвечает адиабатическому поведению, при котором характерное время изменения параметра порядка значительно превышает соответствующий масштаб управляющего параметра. Полная картина самоорганизации, изложенная в предыдущем параграфе, требует использования трехпараметрического подхода. [c.50]

Л. Д. Ландау и Е. Теллер [15] оценили зависимость вероятности возбуждения колебаний от скорости столкновения и, в конечном счете, от температуры, воспользовавшись принципом соответствия. Для справедливости квазиклассического приближения необходимо, чтобы длина волны частиц была мала по сравнению с масштабом поля aMvlh > 1, где М — приведенная масса сталкивающихся частиц. Легко проверить, что это условие заведомо выполняется, если, наряду с условием адиаба-тичности av/y > 1, кинетическая энергия относительного движения гораздо больше энергии кванта Mv > hv. Таким образом, квазиклассический случай соответствует адиабатическим столкновениям, т. е. очень малым вероятностям возбуждения колебаний. [c.305]

НИИ по окружности, называемой ларморовской, и дрейфа этой окружности (рис. 50). Гамильтонова система, описывающая это движение, имеет три степени свободы. Из-за инвариантности гамильтониана относительно сдвига вдоль поля и поворота вокруг направления поля число степеней свободы понижается до единицы. Все траектории приведенной системы периодичны, ее переменная действие — магнитный момент 1=уЛ 2В), где Ух — перпендикулярная полю составляющая скорости частицы, В — напряженность поля . Если теперь поле плавно неоднородно (мало меняется на длине ларморовского радиуса), то магнитный момент является адиабатическим инвариантом [1801. Теория движения в плавно неоднородном поле описана в [180] без использования гамильтоновского формализма гамильтонова теория построена в [1531,(166]. [c.218]

На рис. 3 изображена траектория ч-цы в неоднородном магн. поле, напряжённость к-рого меняется вдоль его силовых линий. Эффект отражения обусловлен следующим. В сильном магн. поле, когда ларморовский радиус Л л значительно меньше характ. длины изменения магн. поля, сохраняется постоянным адиабатический инвариант ц квазипериодич. движения — отношение поперечной энергии ч-цы к магн. полю )я=7гау /2Я — величина, имеющая смысл магн. момента ларморовского кружка. Поскольку fx— onst, при приближении заряж. ч-цы к пробке поперечная компонента скорости воз- [c.375]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...