Течение—см. Движение

Теплосодержание газа 92 Теплоотдача, коэффициент—459 Течение—см. Движение Торричелли теорема 67 Точка критическая (останавливания потока) 69, 98 [c.623]

Чаплыгина 106 Теплосодержание 34 Течение см. Движение [c.726]

Винтовое движение. При обтекании двух или большего числа параллельно расположенных зданий между ними возникает движение воздуха, которое приближается к винтовому, если скорость ветра направлена под углом 0 к длинной стороне здания (рис. 59). При перпендикулярном направлении ветра возникает циркуляционное течение (см. рис. 48). Согласно формуле (91) при увеличении скорости к центру течения давление понижается. (Например, смерч, представляющий собой циркуляционное движение с вертикальной осью, обладает способностью засасывать встречаюш,иеся на своем пути предметы. В данном случае образуется циркуляционное течение с горизонтальной осью и область пониженного давления формируется в пространстве, что не так опасно). [c.92]

Можно, однако, представить себе частный случай плавно и резко изменяющихся движений, когда и в этом случае живые сечения будут строго плоскими (случай движения в трубе, изогнутой по окружности при условии, если пренебрегаем вторичными течениями , см. 4-19). [c.86]

Обозначим через h у) определенно-положительную функцию, соответствующую g у, t) (см. следствие 3), а через Н у) — определенно-положительную функцию, соответствующую G у, t). Как и в следствии 3, выберем число X таким, чтобы при 6 и g (б 0) т (h) и, стало быть, г е. Если I 6 I и, то при перемещении у вдоль траектории, начинающейся в 6, g" у, t) монотонно убывает и стремится к пределу L, где L 0. Предположим, что L > О для некоторого б. Тогда g у, f) L, ж потому (в силу того, что g у t) имеет бесконечно малую верхнюю грань) существует положительное число т) такое, что г т . Отсюда следует, что в течение всего движения [c.475]

Так как уравнения неразрывности и движения остались теми же, что и для пограничного слоя при умеренной скорости течения (см. гл. 7), и граничные условия для скорости также не изменились, то, очевидно, для поля скорости существуют автомодельные решения. Эти решения приведены в табл. 7-1. [c.333]

Жидкости, которые при своем течении подчиняются закону Ньютона, называются ньютоновскими жидкостями. Их течение является ламинарным. Вязкость или отношение напряжения сдвига к скорости сдвига для ньютоновских жидкостей есть величина постоянная. Большинство жидкостей для гидравлических систем в условиях обычных температур, давлений и скоростей течения ведет себя почти так же, как ньютоновские жидкости. Однако по мере того как скорость течения возрастает, отношение напряжения сдвига к скорости сдвига в некоторой критической точке резко снижается. Эта точка отмечает переход от ламинарного течения, при котором жидкость следует закону Ньютона, к турбулентному течению, при котором жидкость больше не подчиняется этому закону. При турбулентном течении упорядоченное движение слоев жидкости параллельно направлению течения нарушается. Рейнольдс показал, что величина критической скорости, отделяющей вязкое течение от турбулентного, зависит от безразмерной величины, известной как число Рейнольдса [136] (см. главу III). [c.89]

Правую часть уравнения (1.19) для струйки тока запишем следующим образом. При установившемся течении количество движения массы газа в объеме Г—2, общем для двух рассматриваемых положений струйки тока (см. рис. 1.6), является одинаковым. Поэтому для вычисления изменения количества движения всей массы газа, заключенной в струйке тока, за время At достаточно вычислить изменение количеств движения масс газа, заключенных в объемах 1—1 и 2—2, тогда [c.29]

При обтекании равномерным потоком внешнего тупого угла (рис. 1.67) образуется простая центрированная волна (ПЦВ), или течение Прандтля— Майера. Для этого течения уравнения движения газа допускают точное решение (см. [3, 43]). [c.76]

В случае а фазовый элемент движется без искажений его формы, возвращаясь к своему первоначальному положению каждые Т секунд. Это напоминает периодическое движение твердого тела. В течение своего движения капелька фазовой жидкости заметает конечную долю доступного фазового пространства. Такая ситуация вполне может иметь место для реальной механической системы. Рассмотрим, например, систему гармонических осцилляторов с соизмеримыми частотами траектории представляющих их фазовых точек образуют замкнутые кривые на торе (см. разд. П.2). Если ограничиться рассмотрением пути на поверхности одного из таких торов, то движение будет как раз соответствовать фиг. П.6.1, а. Иной тип движения изображен на фиг. П.6.1, б. Здесь форма элемента объема лишь слабо меняется в течение движения. Однако данный элемент объема никогда не возвращается в свое начальное положение. Если за ним проследить достаточно долго, то этот элемент заметает большую часть фазового пространства, возможно даже — все фазовое пространство. Более того, если время ожидания стремится к бесконечности, то элемент пересечет каждый участок фазового пространства бесконечное число раз. Такой поток называется эргодическим. [c.378]

ЗГП—доминирующий механизм СП течения (см. 2.1.4). Неудивительно, что на этом положении основывается большинство современных моделей СПД. Однако принятие факта о доминирующей роли ЗГП далеко не решает всей проблемы. Одновременно с ЗГП действуют другие механизмы — ВДС и ДП и необходимо учитывать их взаимосвязь и роль. В принципе контролирующим механизмом СПД может быть как основной механизм — ЗГП, так и аккомодационные процессы. Существуют также различные точки зрения и на природу самого ЗГП (см. 2.2.2) они обусловили многообразие моделей СПД. Можно выделить три группы этих моделей, в которых контролирующими процессами являются диффузионная аккомодация, движение решеточных дислокаций и собственно ЗГП. [c.73]

Исследование возмущения, остающегося позади крыла при его движении, приводит к другому, весьма наглядному выводу формулы (94). Быстро движущееся крыло, встречая на своем пути я все новые и новые массы воздуха, в течение очень короткого времени давит последовательно на каждую из этих масс. Вместо этого можно представить себе, что крыло давит мгновенно на массу воздуха на протяжении з всего своего пути подобно доске, имеющей размах I и ширину з и получающей резкое ускорение вниз. При таком мгновенном давлении возникает плоское потенциальное течение (см. 10 п. с) гл. II), причем поверхность, на которую действует давление, превращается в поверхность раздела. Картина такого течения изображена на рис. 169. Ударные [c.287]

Влияние трения, а) В предыдущих рассуждениях мы намеренно пренебрегали трением. Между тем вязкость и прилипание жидкости к вращающемуся основанию приводят к тому, что в пограничном слое (или, в случае атмосферы, в слое, близком к поверхности земли) возникает вторичное течение (см. 8 гл. III). Поле давлений, которое в свободном потоке уравновешивается с кориолисовыми силами, существует также в слоях, близких к вращающемуся основанию однако здесь, вследствие меньших скоростей течения, кориолисовы силы меньше, чем на большой высоте, и поэтому они не в состоянии уравновесить поле явлений. Вследствие преобладающего действия поля давлений Вблизи вращающегося основания возникает течение в направлении перепада давления, и при этом с такой скоростью, которая обусловливает появление сил трения, компенсирующих уменьшение кориолисовых сил. Однако вследствие увлекающего действия верхних слоев отклонение вторичного потока от направления основного потока составляет только около 45° при ламинарном движении и от 20 до 30° при турбулентном движении (в этом случае отклонение получается меньше вследствие более сильного увлекающего действия основного потока). [c.471]

Подставляя уравнения (19) и (29) в уравнения (8) 1.9, получим общее уравнение переноса количества движения для неизоэнтропического течения (см. 3.9). [c.115]

Течение — см. также Движение [c.582]

Вынужденные и естественные конвективные течения. Дифференциальные уравнения (12.366) и (12.36в) для динамического и температурного пограничных слоев по своей структуре сходны между собой. Они различаются только двумя последними членами в уравнении (12.366) и последним членом в уравнении (12.36в). В общем случае между полем скоростей и температурным нолем существует двусторонняя связь, т. е. распределение температуры зависит от распределения скоростей и, наоборот, распределение скоростей зависит от распределения температуры. В том частном случае, когда архимедову подъемную силу в уравнении движения (12.366) можно отбросить, а вязкость считать не зависящей от температуры, двусторонняя связь превращается в одностороннюю, а именно, распределение скоростей становится независимым от распределения температуры. Архимедову подъемную силу в уравнении (12.366) можно не учитывать при сравнительно больших скоростях (при больших числах Рейнольдса) и при малых разностях температур. Такие течения называются вынужденными конвективными течениями (см. сказанное по этому поводу на стр. 264). Их противоположностью являются естественные конвективные течения в которых архимедова подъемная сила играет существенную роль. В естественных течениях скорости очень малы, а разности температур значительны. Причиной естественных течений является подъемная сила, возникающая в поле тяжести Земли вследствие разности плотностей среды. Примером естественных течений может служить течение около вертикально поставленной нагретой пластины. Вынужденные течения можно подразделить на две группы, смотря по тому, следует или не следует учитывать тепло, возникающее вследствие трения или сжатия течения первой группы имеют большие скорости, а течения [c.267]

Более тщательные наблюдения позволяют обнаружить, что при турбулентном течении скорость и давление в фиксированной точке пространства не остаются постоянными во времени, а очень часто и очень неравномерно изменяются (см. рис. 16.17). Такие изменения скорости и давления, называемые пульсациями, являются наиболее характерным признаком турбулентности. Элементы жидкости, перемещающиеся как целое вдоль и поперек основного течения, представляют собой не отдельные молекулы (как в кинетической теории газов), а макроскопические, более или менее крупные образования (турбулентные массы ). Хотя при течении, например, в канале пульсации скорости составляют всего несколько процентов от средней скорости течения, тем не менее они имеют исключительное значение для развития всего течения. Пульсационное движение можно представить себе как следствие собственного движения турбулентных образований, налагающегося на осредненное движение. На трех последних снимках, изображенных яа рис. 18.1, такие образования хорошо заметны. В процессе турбулентного течения они все время то возникают, то распадаются. Их величина дает представление о масштабе турбулентности, т. е. о пространственном протяжении элементов турбулентности. Масштаб турбулентности определяется внешними условиями течения, например размером отверстий в выравнивающей решетке, через которую пропускается, жидкость. О некоторых количественных измерениях пульсационных скоростей будет сказано в 4 настоящей главы. [c.502]

Заметим попутно, что пульсации скорости могут вызвать кажущееся касательное напряжение только в том случае, если имеется корреляция между составляющими пульсационной скорости в двух различных направлениях. Такая корреляция существует также в возмущающем движении, рассмотренном в главе XVI при исследовании устойчивости ламинарного течения (см. работу [ ]). [c.509]

На основании изложенного можно сделать заключение, что при турбулентном потоке распределение скорости по сечению трубы сильно отличается от распределения скорости для ламинарного потока. При турбулентном течении скорость резко изменяется только вблизи стенки и весьма мало в пределах основного ядра течения (см. фиг. 9. И), в связи с чем градиенты скорости при турбулентном движении в основной части потока гораздо меньше, чем при ламинарном, а у стенки, наоборот, больше. [c.237]

Прежде всего на интенсивность теплообмена между нагретой газовой средой и стенкой влияет режим движения теплоносителя. Произведенные расчеты но определению характера движения продуктов сгорания в дымовых каналах отопительных печей показывают (см. табл. 7), что и при периодической, и при длительной топках в течение суток движение дымовых газов в конвективной зоне печи всегда остается ламинарным (критерий Ке не превышает значения 2320). [c.77]

Итак, использовав уравнение количества движения, мы получим формулу для расчета подъемной силы, аналогичную (4.68), полученную ранее на основе кинематического анализа течения (см. п. 4.9). [c.363]

Эпюра скорости и соответственно напряжение трения на стенке при нестационарном течении жидкости заметно отличаются от соответствующих характеристик стационарного течения (см. подразд. 2.7, а также работы [6, 7, 26, 35]). Следствием этого отличия является зависимость у и от частоты колебаний или градиента измерений параметров потока и предыстории развития его во времени. В некоторых случаях при низких частотах колебаний или незначительном градиенте параметров потока эпюры скорости мало отличаются от стационарных и можно использовать квазистационарное приближение, т. е. в уравнение нестационарного движения (2.121) можно подставить значения у и для стационарного течения со средней скоростью, равной ее мгновенному значению. Однако при достаточно высоких значениях частот колебаний или при большом градиенте параметров во времени квазистационарное приближение, как будет показано далее, не позволяет получить достоверных данных о значении напряжения, а значит и диссипации энергии в потоке жидкости. Для получения достаточно точных моделей нестационарного течения необходимо учитывать зависимость напряжения трения или других эквивалентных характеристик от частоты и градиента параметров во времени. [c.67]

Конвективный теплообмен в значительной степени зависит от природы и режима движения жидкости. При ламинарном режиме течения (см. п. 2.3) отсутствует перемешивание отдельных слоев жидкости. Вследствие этого передача тепла от слоя к слою жидкости происходит только за счет теплопроводности. При турбулентном течении пульсации скорости вызывают перенос частиц жидкости в направлении,перпендикулярном к направлению течения и к стенке вместе с частицами жидкости благодаря перемешиванию слоев переносится и теплота. В результате интенсивность теплообмена [c.58]

Примерами математического моделирования являются исследование движения грунтовых вод методом электрогидродинамических аналогий (ЭГДА), исследования и расчеты турбулентных свободных пограничных слоев, струй и следов (см. гл. 14), стратифицированных течений (см. гл. 15), неустановившихся течений в руслах и сооружениях (см. гл. 17), [c.314]

В первой главе при описании течений в газожидкостных системах было дано определение режима снарядного течения (см. рис. I, б). Напомним, что этот режим течения характеризуется периодическим прохождением вдоль оси трубы больших, сравнн.мых по размеру с диаметром трубы, пузырей газа. Будем предполагать, что пространство между газовыми пузырями, заполненное жидкостью, не содержит дисперсных газовых включений. Будем также считать, что возмущенно жидкости, вызванное прохождением данного пузыря газа, не влияет на скорость всплывания остальных пузырей, и их движение можно считать независимым. Таким образом, рассмотрим движение одного большого газового пузыря в условиях ламинарного и турбулентного профилей скорости жидкости [71]. Основным гидродинамическим [c.209]

Уравнение (5.23) с равным основанием можно применять для линий тока ламинарного и осредненного турбулентного течений (см. п. 5.4), учитывая лишь различия в способах выражения члена к . В дальнейшем будем использовать его только для неустано-вившихся течений, в которых форма линий тока не изменяется во времени. К таким течениям относится большинство потоков несжимаемой жидкости в трубах и каналах с жесткими (недефор-мируемыми) стенками. Для них уравнение (5.23) можно распространить на поток конечных размеров подобно тому, как это было сделано для установившегося движения. Выполним необходимые операции с инерционным напором h l, имея в виду, что усреднение остальных членов не отличается от аналогичного усреднения членов уравнения Бернулли для установившегося движения. [c.188]

Этот вид турбулентного течения (см. рис. 8.1) можно описать теми же методами полуэмпирнческой теории, которые использовались для турбулентного течения в круглой цилиндрической трубе. Принимая во внимание структуру движения вблизи бесконечной плоской стенки (см. п. 5.5), но учитывая, что в данном случае имеет место продольный перепад давления, первое и второе уравнения Рейнольдса запишем в виде [c.364]

Аналогичный закон изменения получен для напряжения течения, контролируемого движением тер-мически-активируемых парных перегибов. Температурная зависимость напряжения течения, контролируемого пересечением леса дислокаций (см. рис. 131), также подтверждает приемлемость экспоненциальной зависимости сопротивления деформации от температуры. Однако дислокационная теория подсказывает более сложный характер зависимости Об(0). Дальнейшими пс- [c.455]

Тогда можно выделить области ламинарного и турбулентного течения (см. рис. 5-59). В отличие от движения пара в расчете фильтрации должна быть учтена сил а, тяжести. Для этого из давления жидкости pf надо вычесть p/gA sina, где а угол наклона т( убы к горизонту. [c.395]

В экспериментах Лоусона и Фейербанка теплопроводность в основном определялась нормальными процессами, но скорость релаксации при таких процессах нельзя было найти из проведенного анализа. Имеются, однако, другие методы оценки величины tn получаемые с их помощью результаты можно сравнить с результатами Бермана и др. [23, 24]. Величину рассеяния вследствие N-процессов можно найти непосредственно как по увеличению рассеяния на границах в условиях пуазейлевского течения (см. 3 гл. 7), так Иу по характеристикам второго звука (волновое движение, при котором происходят колебания плотности фононов). Из таких экспериментов и по анализу теплопроводности величину тм можно выразить как функцию отношения Qo/T, где 0о — значение температуры Дебая, соответствующее теплоемкости вблизи абсолютного нуля. Из экспериментов по второму звуку и пуазейлевскому течению для существенных фононов получаем значение tn порядка 1О 2(0о/7) с, в то время как из измерений теплопроводности находим значение для степени Qo/T между 4 и 5 и меньшее значение соответствующей постоянной. [c.132]

Оледует еще отметить, что вследствие резкого затухания ультразвука в зоне кавитации развиваются сильные акустические течения (см. 4 гл. V). Кроме того, на кавитационные пузырьки действуют направленные силы радиационного давления. Вследствие этого в зоде кавитации в ограниченном пучке происходит интенсивное движение жидкости. [c.139]

Как и в случае с безграничным течением (см. п. 5.2), найдем прежде всего бинормальную компоненту скорости движения вихря. Влияние стенок цилиндрической трубы на скорость вихря определим через значение скорости, индуцированной отраженным вихрем в точке, где находится центр вихря. В формулах (5.36), (5.44) это соответствует учету в величине Ско дополнительного члена Н [c.385]

Качественный анализ полученных результатов. Как указывалось в п. 1, в основе воздействия электрического поля Е на пламя лежат электрогазодинамические эффекты. Простейшее объяснение их возникновения состоит в следующем. При Е = О около фронта го-эения имеется электрически квазинейтральный слой [3], содержащий положительные ионы СПО+, П3О+, СдП и др., электроны и положительные частицы сажи. При наложении внешнего поля Е носители зарядов выходят из этого слоя и движутся в сторону соответствующих электродов. В результате обмена импульсом между заряженными компонентами и нейтральным газом (несущей средой) возникает индуцированное ЭГД-движение. В результате происходит перестройка всего течения (см. [2, 3]). [c.708]

Два одинаковых груза массы т каждый (см. рис. к задаче 18.29) могут совершать движение но вертикали. На каждый из грузов действует сила сопротивления = — Ру . Платформа, на которой установлен сосуд, совершает вертикальные колебания но закону г = аБтсо1. Показать, что с течением времена движения грузов относительно платформы будут совпадать. [c.193]

В предельном случае плоской пластинки виды колебаний распадаются на два главных класса один из них соответствует деформациям без удлинений со смещениями, нормальными к плоскости пластинки, второй — деформациям, сопровождаемым удлинениями, когда смещения параллельны плоскости пластиики [см. 314, d), е) и 333]. Случай неограниченной пластинки конечной толщины рассматривал Релей ), исходя из общих уравнений колебания упругого тела и прилагая метод, родственный описанному в 214, Здесь могут быть продольные колебания, когда смещения параллельны плоскости пластиики колебания этого класса распадаются на два подкласса к первому относятся такие, в которых средняя плоскость не испытывает деформации, ко второму относятся колебания, в которых смещения аналогичны касательным смещениям в замкнутой тонкой сферической оболочке. Возможны также колебания второго класса, при которых смещение имеет как нормальный к плоскости пластинки компонент, так и компонент, лежащий в этой плоскости если пластинка тонка, то первый компонент будет мал по сравнению со вторым. Нормальный компонент смещения исчезает на средней плоскости, а нормальный компонент вращения исчезает всюду, так что эти колебания аналогичны колебаниям второго класса в замкнутой тонкой сферической оболочке. Имеется далее ёще класс колебаний изгиба, когда смещение имеет и норушльный и касательный компоненты, причем последний мал по сравнению с нормальным в случае, если пластинка тонка. Касательный компонент исчезает на средней плос сости, так что деформацию приближенно можно считать не имеющей удлинения. При этих колебаниях линейные элементы, которыг вначале были нормальны к средней плоскости, в течение всего движения остаются прямолинейными и нормальными к той же плоскости. Частота колебания приблизительно пропорциональна толщине пластинки. Подобные колебания без удлинений в замкнутой тонкой сферической оболочке невозможны. [c.577]

Из физических соображений также ясно, что воспользовавшись законом дисперсии (IV.1.3), где учтено только поглощение, мы совершили некоторую ошибку. Действительно, одним из эффектов, вызванных затуханием звука, будет возникновение акустических течений (см. гл. VIII). В результате поглощения волны среде передается определенный импульс, и она приходит в движение. Скорость распространения волны в движущейся среде уже отличается от Со, что эквивалентно появлению дисперсии. [c.83]

Перенос связанных с конечномерным о. т. т. формул на гидродинамический случай иногда дает полезную информацию. Например, из формул для гауссовой кривизны группы С с односторонне инвариантной метрикой Арнольд получил оценки степени непредсказуемости переноса масс некоторыми периодическими по пространству двумерными течениями (см. [5] [8], Добавление 2). С уравнениями гидродинамики естественно связаны бесконечномерные группы. Но не все свойства конечномерных о. т. т. автоматически применимы к гидродинамическим уравнениям. Например, на конечномерных группах Ли с односторонне инвариантной метрикой геодезические этой метрики неограниченно продолжимы в обе стороны (по времени). Решения уравнения Эйлера движения идеальной однородной жидкости в трехмерной области О можно рассматривать как зависимость от времени касательного вектора к геодезической правоинвариантной римановой метрики (задаваемой кинетической энергией жидкости) на группе 50 О сохраняющих объемы взаимно однозначных преобразований 0- 0, гладких вместе с обратным преобразованием. Имеются основания предполагать, [c.312]

При введении преобразования Крокко для уравнений пограничного слоя (см. Шлихтинг [1968]) скорость становится неза-висимой переменной. Креншоу [1966] рассчитывал течения со свободным сдвиговым слоем при помоши приближения пограничного слоя (пренебрегая диффузией в направлении потока) он использовал координату по нормали не к линии тока, а к импульсной координате, т. е. рассматривал количество движения как независимую переменную. Поскольку количество движения является ограниченной функцией течения, конечно-разностная сетка выстраивается автоматически в процессе построения поля течения (см. также Креншоу и Хаббарт [1969]). [c.442]

Не все течения сжимаемой жидкости являются сверхзвуковыми очевидно, что в задачах с чисто дозвуковым течением ударные волны не возникают. Например, Трулио с соавторами [1966] использовал уравнения движения сжимаемого газа для расчета дозвукового течения (см., однако, разд. 5.9). [c.333]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...