Масса присоединенная объем

Совсем недавно Ч. Дарвин ) дал новую и очень простую интерпретацию теоретической присоединенной массы твердого тела, введя представление о дрейфе, т. е. о смещении поперечной поверхности жидкости, вызываемом поступательным движением тела S из —оо в -Ьоо вдоль данной оси. Он показал, что присоединенный объем ni/p, определяемый как отношение величины присоединенной массы при поступательном движении к плотности жидкости, равен объему, заключенному между начальным и конечным положениями любой такой поверхности. [c.211]

Это значит, что помимо находящейся в той же фазе силы инерции присоединенной массы -р - объем (Е) (согласно 98),имеется еще синусоидальная сила с амплитудой в 95 раз большей и со сдвигом фазы на 135° и другая синусоидальная сила с амплитудой в 95 раз большей и со сдвигом фазы на 180° по отношению к фазе колебаний. [c.229]

Величину присоединенной массы обычно характеризуют безразмерной величиной, равной отношению объема присоединенной массы к объему тела. Эта безразмерная величина называется коэффициентом присоединенной массы и обозначается через к. [c.312]

Для получения более ясного физического представления о том, что потенциальная энергия измеряется и величиной р/р, рассмотрим следующую схему пусть к трубе, заполненной жидкостью с избыточным давлением р, присоединен пьезометр, снабженный при входе в него краном (рис. 54) кран сначала закрыт, т. е. пьезометр свободен от жидкости и элементарный кольцевой объем жидкости AV массы р AV перед краном находится под давлением р. Если затем открыть кран, то жидкость в пьезометре поднимется на некоторую высоту, равную, как это было установлено ранее, [c.72]

Рассмотрим простейшую модель—движение шарообразной частицы массой М в вибрирующей по закону (t) жидкости. Если частица полностью увлекается средой, то на нее действует сила mt, где т — масса среды в объеме, равном объему частицы. При отличии движения частицы х (t) от движения среды некоторая часть среды (присоединенная масса m ,) движется вместе с частицей. Поэтому уравнение движения частицы будет [c.107]

В п. 9 таблицы представлена система с тремя степенями свободы тяжелая частица помещена в среду, которая совершает горизонтальные круговые поступательные колебания с частотой (1) н радиусом траектории г [7. 8]. Сила сопротивления относительному смещению частицы в любом горизонтальном направлении Рд", а в вертикальном направлении F " соответствующие силы сопротивления движению и F , причем F " > F , Fy F (вообще говоря, F i ф н F F ). Масса частицы с учетом присоединенной массы среды обозначена через /Пи а масса среды в объеме, равном объему частицы, ч ез /По Д = Р/Ро — отношение средних плотностей частицы н среды g — ускорение свободного падения а — проекции относительной скорости частицы в среде. Уравнения движения частицы, составленные при обычных упрощающих предположениях, а также условия, обеспечивающие возможность рассматриваемого вида движения, приведены в п. 9 таблицы. Медленной силой является лишь вес частицы в среде гщ А — 1) g прочие силы считаются быстрыми. [c.257]

Изотермическое захлопывание пустой полости в несжимаемой жидкости было рассмотрено Рэлеем [19]. При движении стенок полости уменьшается ее объем и увеличивается кинетическая энергия окружающей жидкости. Приравнивая кинетическую энергию присоединенной массы окружающей жидкости к потенциальной энергии, по- [c.264]

Коэффициенты присоединенной массы были подсчитаны теоретически не только для сферы, но и для тел простой геометрической формы. Обычно их приводят в безразмерном виде, выражая их через отношение к присоединенной массы ко всей массе, равной произведению плотности р на объем (21) вытесненной жидкости. [c.202]

Наличие величины объема тела 2 в формуле (12 ) Тейлор объяснил тем, что заполненная жидкостью полость в 2 при поступательном движении увеличивает его присоединенную массу на величину, равную произведению р на объем полости, не изменяя дипольного момента [/ на бесконечности. [c.204]

Здесь А обозначает соответствующую присоединенную массу ( 121), Q есть объем тела, с—его скорость, а [c.545]

Отсюда видно, что объем присоединенной массы равен [c.319]

Отсюда видно, что объем К присоединенной массы жидкости в случае движения кругового цилиндра перпендикулярно к оси равен [c.320]

Отсюда следует, что объем присоединенной массы для шара радиуса ро равен [c.322]

Введение. В работах [1, 2] рассмотрено обобщение классической задачи о движении твердого тела в бесконечном объеме идеальной жидкости, совершающей безвихревое движение и покоящейся на бесконечности (см., например, [3, 4]). Изучено свободное (при отсутствии внешних сил) движение изменяемого тела при условии, что изменение геометрии масс тела и его формы осуществляется за счет действия внутренних сил и описывается наперед заданными функциями времени относительно некоторой подвижной системы отсчета. В такой постановке задача о движении изменяемого тела сводится к изучению указанной системы отсчета. В работах [1, 2] обнаружен следующий новый эффект закон изменения геометрии тела можно подобрать таким образом, чтобы обеспечить перемещение тела в любую (сколь угодно далекую) точку окружающего объема жидкости. Полная управляемость такой системы оказалась возможной и при сохранении формы внешней поверхности тела (т. е. лишь за счет изменения внутренней геометрии масс). Единственное условие состоит в том, чтобы присоединенные массы тела (которые, напомним, зависят лишь от формы его поверхности) не были все равны между собой. Отметим, что полученные ранее результаты о возможности неограниченного движения изменяемого тела (см., например, [5, 6]) основываются на использовании таких механизмов управления геометрией тела, при которых изменяется форма его поверхности и объем. В настоящей работе более детально изучается механизм перемещения тела с жесткой оболочкой за счет изменения лишь его геометрии масс, а также изучается движение изменяемого тела в однородном силовом поле. [c.465]

Рассмотрим объем жидкости массой 5/и, сосредоточенный в окрестности точки А (см. рис. 2.6). В момент присоединения пьезометра к точке А рассматриваемый объем жидкости под действием гидростатического давления в этой точке поднимется в пьезометре на высоту /J 36i/(pg). Потенциальная энергия этой массы относительно плоскости сравнения 0—0, т.е. работа, которую может совершить объем жидкости массой дт при свободном падении, будет определяться высотой положения Z и пьезометрической высотой p 36i/(pg) [c.24]

Здесь - присоединенная масса в случае h =о°-, V - объем погруженной части тела постоянная С находится по формуле [c.115]

Присоединенную массу жидкости рассчитывали, исходя из закона сохранения импульса, задавая профиль газосодержания в зоне струи. Относительный объем подсоса (z) в факел на горизонтальном участке составляет г= V /Vj, = 0,01 0,02. Подсос на участке газового потока в зоне всплывания пузырей выше. При высоте шлака над фурмами 450 мм (условия ПВ) Z = 0,15 -5- 0,3. [c.29]

Массовые расходы жидкости во входном и выходном отверстиях должны быть одинаковыми, вся присоединенная масса перед выходом из аппарата отделяется от основного ядра струи (ядра постоянной массы) и возвращается к входному отверстию, увлекая окружающую среду. Таким образом, вся среда, заполняющая объем, начинает участвовать в циркуляционном движении вне струи происходит непрерывный перенос ксшичества движения и вещества. [c.327]

Первое доказательство существования конечных осесимметричных каверн было дано в 1952 г. Гарабедяном, Шиффером и Леви [24]. Пользуясь принципом Рябушинского о том, что свободные линии тока экстремизируют присоединенную массу относительно вариаций, оставляющих постоянным объем каверны, а также пользуясь новым результатом о том, что симметризация уменьшает присоединенную массу, эти авторы доказали существование осесимметричных течений Гельмгольца типа [c.99]

Наконец, имеется замечательный результат, выявляющий связь понятия присоединенной массы с теорией струй, рассмотренной в гл. HI. Как впервые доказал Рябушинский, в семействе границ, охватывающих один и тот же объе.м (или, в случае плоских течений, — одну и ту же площадь), экстремальное значение присоединенной массы дают свободные границы. Относительно вывода и применений этой теоремы мы отсылаем читателя к [17], стр. 85—89 и 177—184. [c.212]

Так как движение сообщается неподвижной жидкости, то, когда тело движется через нее, кинетическая энергия всей системы обязательно больше, чем энергия одного тела. Ввиду того, что работа, производящая этот излишек энергии, должна поставляться телом, усилие на тело зависит не только от скорости, но и от ускорения. Таким образом, если временное изменение кинематических соотношений включается в функцию потенциала или тока безвихревого потока, то для определения кинетической энергии жидкости можно использовать форму уравнения Бернулли для неустановившегося двилеения. Кирхгоф упростил эту проблему, доказав, что полное усилие может быть выражено в членах присоединенных масс или приращений действительной массы тела, пропорциональных объему и плотности вовлеченной в дви-леение жидкости коэффициент пропорциональности изменяется с изменением формы тела. Тэйлор увеличил ценность понятия присоединенных масс, выразив их в членах особенностей, порождаемых телом. Наконец, Легалли установил прямое соотношение между силами, действующими на тело, и особенностями. Таким образом, если распределение особенностей задано или установлено одним из методов решения уравнений течения, как это сделано в следующем разделе, тогда силы и моменты могут быть определены непосредственно без нахождения распределения давления. [c.92]

Для того чтобы определить лобовое сопротивление тела при движении в идеальной жидкости, необходимо знать, как мы видели, объем присоединенной массы этого тела (пли коэффициент присоединенной массы) для данного направления движения. Займемся поэтому вопросом о практическом вычислении кинетической энергии среды и присоединенной массы при потенциальном движении в идеальной жидкости. Формула (18), в которой дана запись общего выражения для кинетпческой энергии, мало пригодна для практического ее вычисленпя. Следует поэтому преобразовать эту формулу к более удобному виду. [c.315]

К—объеи присоединенной массы при движении тела в направленни I). Условимся, краткости ради, называть такой вектор вектором прпсоедипенной массы для данного направления. Равенство (35) показывает, что координаты конца вектора присоединенной массы не мнут быть произвольными каково бы ни было направление движения, онп должны удовлетворять следующему соотношению, которое по.лучается пз (35), если воспользоваться обозначениями (36) [c.325]

Следствие 1. Если объем фиксирован, то кинетическая энергия, присоединенная масса и момент диполя экстремизи-руются свободной поверхностью тока. [c.115]

Соответствующий член, перенесенный в силовую (правую) часть уравнения с измененным знаком, становится эффективной силой инерции. Когда мы имеем дело с ускоренно движущимся объемом жидкости, то для определения дополнительной присоединенной массы необходимо предварительное решение соответствующей аэрогидродинамической задачи. Сам первоначальный объем жидкости в процессе движения будет видоизменяться как за счет эжекции внутрь его объема окружающей жидкости, так и за счет вовлечения окружающей жидкости в движение под действием сил инерции и вязкости. Вследствие этого ускоренное движение жидкого объема будет сопровождаться помимо указанного инерционного сопротивления среды также дополнительными эффектами, связанными с расширением движущегося объема. Однако эти вторичные эффекты, порождающие излучение нулевого порядка, ввиду их медленности, могут быть опущены. Кроме того, остается открытым вопрос об изменении компонент тензора Ту, которые в случае ускоренного движения турбулизованного объема становятся функциями времени и координат. [c.44]

Первая скобка в правой части обусловливает излучение турбулентности за счет ее внутренней нестационарности. Поскольку наличие пульсационного ускорения предполагает пульсационную реакцию со стороны жидкости, этот член характеризует дипольную компоненту турбулентного излучения в тензоре Ту, которая может иметь место даже в случае стационарного движения турбулентности в целом, в частности, при нулевой конвективной скорости. Этот член соответствует внутреннему дипольному эффекту турбулентности. Если турбулентное излучение проявляет в целом квадрупольный характер, то это означает, что й ( м или (м — й 1)/и 1, в связи с чем эффект излучения, обусловленный первым слагаемым правой части уравнения (2.68), более выражен, чем эффект излучения, вызываемого первым слагаемым правой части уравнения (2.69). Вторая квадратная скобка в (2.69) характеризует нестационарную рефракцию, сопровождающуюся также реактивным противодействием со стороны жидкости, а потому оказываюп ую силовое воздействие на среду. Третий член, подобно второму, имеет двоякую функцию с одной стороны, он обусловливает нестационарную конвекцию, сопровождающуюся нестационарным эффектом Доплера, подробно рассматриваемым в главе 5 с другой стороны,-это силовое воздействие, оказываемое ускоренно движущейся турбулентностью на окружающую покоящуюся жидкость. Если ускоренно движущийся объем турбулентной жидкости сохраняет неизменной свою форму, то третий член определяет градиент присоединенной массы движущегося объема. Наличие же градиента присоединенной массы является условием, необходимым для излучения. [c.61]

Равенство (25) является общим дифференциальным уравнением " движения тела переменной массы. Это уравнёние впервые предложе-но И. М. Коноваловым и использовано им при решении различных задач гидравлики переменной массы. (В дальнейшем черточки над векторными величинами условно опущены.) При выводе уравнения движения жидкости с переменным расходом И. М. Коновалов принимает средние значения гидравлических элементов в сечении медленно изменяющегося потока. Присоединение или отделение массы жидкости происходит непрерывно и равномерно по всему сечению потока. Рассмотрим некоторый элементарный объем, вырезанный в потоке жидкости. В момент t объем вырезанной жидкости равен udsi, а в момент t at соответственно будет (ю + с1ш) dsj. Приращение элементарного объема жидкости за время d/ [c.17]

Как электродинамический преобразователь, ГГ характеризуется рядом электромеханических параметров, обычно лазываемых в литературе параметрами Тиля — Смолла. Эта система параметров позволяет проанализировать работу ГГ в АС различного типа (закрытых, открытых, с фазоинвертором и др.), а также по заданным электроакустическим и массогабаритным характеристикам АС выбрать соответствующую ГГ. К группе параметров Тиля — Смолла относятся активное сопротивление звуковой катушки ГГ Яо (обычно измеряемое омметром), минимальное значение модуля полного электрического сопротивления ГГ 2]т<71, частота основного резонанса ГГ /о, электрическая Оэ, механическая См и полная Оп добротности ГГ, эквивалентный объем ГГ Уж, коэффициент электромеканической связи 81, полная масса М подвижной системы ГГ (с учетом присоединенной массы воздуха), гибкость С элементов подвижной системы ГГ, акустическое сопротивление потерь Я подвижной системы ГГ, коэффициент полезного действия т)о и др. [c.105]

Обозначим силу сопротивления относительному смещению частицы в любом горизонтальном направлении через Рл, а в вертикальном - через V. Массу частицы с учетом присоединенной массы феды обозначим через т 1, а массу среды в объеме, равном объему частицы, - через ш о, отношение средних плотностей частицы и феды - через А = р / р о. Пусть х,у,2 - проекции на оси прямоугольной системы координат относительной скорости частицы в среде. Тогда ди( >ференциальные уравнения движения частшц 1 относительно среды могут быть записаны в форме [c.232]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...