Скачки Параметры

На границе газа с жидкостью в условиях фазового перехода имеет место скачок параметров влагосодержание газа в жидкости стремится к бесконечности, так как количество газа в жидкости близко к нулю ввиду ее непроницаемости (относительной) для газа. Этот скачок влияет на распределение параметров, поэтому его нужно учитывать при определении влагосодержания dx. На границе насыщения газа наблюдаются экстремумы температуры (рис. 1-15,6) и влагосодержания газа (рис. 1-15,а). В этих случаях течение потока переносимой массы (пара) под действием разности потенциалов через экстремум влагосодержания газа или соответствующего ему при данных условиях парциального давления пара происходит в условиях взаимной компенсации равных долей движущих сил в слоях ненасыщенного и насыщенного газа, аналогично течению жидкости или газа в сообщающихся сосудах, каналах, объемах (течения в гидрозатворах, сифонах, зданиях и сооружениях при их аэрации, описываемые уравнением Бернулли). Переноса теплоты (полной) через экстремум температуры не происходит ввиду (как указывалось выще) постоянства энталь-нии в ненасыщенном газе. [c.36]

Интегрируя эти соотношения по объему ш, переходя к интегралу по поверхности и затем к пределу при А О, получаем соотношения на поверхности разрыва. Из (2.66) вытекают известные соотношения для скачка контактного напряжения [см. (2.65)]. Равенство (2.67) приводит к условию для скачка параметра упрочнения [c.67]

Если упрочнение учитывается, то поверхность нагружения на разных сторонах поверхности разрыва будет разной не только вследствие скачка плотности, но и вследствие скачка параметра упрочнения. Однако в пористых телах уменьшение плотности может купировать увеличение параметра упрочнения, что соответствует потере устойчивости материала (см. с. 17). В этом случае условие текучести по обе стороны поверхности разрыва одинаково и напряжения непрерывны. В дальнейшем эта предельная ситуация не рассматривается. [c.70]

Верхний знак отвечает неустойчивому состоянию при котором синергетический потенциал имеет максимум, нижний — устойчивому щ. Как видно из рис. 7 б, при медленном увеличении параметра неравновесности в точке Зе = Зс происходит скачок параметра щ от нуля до у/2г оо, а затем его значение возрастает плавно. При обратном спадании 5 от больших значений параметр порядка щ плавно уменьшается до точки Зе = 5°, Vo = 00. а затем скачком принимает нулевое значение. Данный гистерезис обусловлен энергетическим барьером, присущим переходу первого рода, и проявляется при величинах параметра а = чг г/ От меньше значения 1. С ростом скорости изменения параметра неравновесности петля гистерезиса сужается. [c.32]

В нормальных средах, где скорость звука возрастает с увеличением давления, волны сжатия трансформируются в ударные волны, которые в большинстве случаев можно трактовать как разрывы или скачки параметров состояния среды. Фундаментальные законы сохранения массы, количества движения и энергии вещества в ударной волне выражаются системой алгебраических уравнений, которая, в случае равенства нулю давления и скорости вещества перед фронтом волны, имеет вид [c.15]

Значения динамических пределов упругости и скоростей звука для некоторых керамик суммированы в табл.3.2 и 3.3. Наиболее полно исследовались ударно-волновые свойства окиси алюминия [65 — 72]. В работах [65, 71] сообщаются результаты измерений динамического предела упругости сапфира, который найден равным 12 — 21 ГПа в зависимости от направления нагрузки по данным [65] и 14,4 — 17,3 ГПа по данным [71]. На волновых профилях ударного сжатия керамики из окиси алюминия наблюдается скачок параметров в упругом предвестнике с последующим за ним относительно медленным нарастанием и плавным переходом в пластическую ударную волну [67, 68]. [c.108]

На рис. 3.15.4 приведена область существования автомодельного решения в переменных pJp, x для совершенного газа с у = 1,4. Здесь Pi/P—отношение давления перед падающим скачком к давлению за ним, а—угол падения скачка. Параметры эти меняются в диапазонах [c.311]

Выведенные формулы показывают, что скачки параметров газа являются функциями только начальных параметров р1, р1, и У1(М1). [c.346]

Пусть по каналу течет стационарный поток газа со сверхзвуковой скоростью w . в некотором сечении к—X (рис. 56) возникает прямой скачок давления, после которого скорость оказывается дозвуковой. Перед скачком параметры газа Wj, р , [c.173]

Уу, это решение дает значение, не удовлетворяющее граничному условию, на величину больше предела принятого допущения. Поэтому это решение видоизменяется путем наложения другого конического течения Gi(8 — i) при соответствующем выборе постоянной так, чтобы в точке Ху, уу было выполнено граничное условие. Последнее течение берет свое начало в точке у=Ху+ ]).уу и, таким образом, не влияет на течение у вершины тела в области перед точкой Ху, уу. Подобным образом при движении от точки к точке определяются все постоянные в формуле (10.14), причем новое коническое течение, появляющееся по мере такого движения, не влияет на поток правее места его возникновения (рис. 108). Такой характер течения обусловлен волновым процессом явления. Приведенный выше метод наложения конических течений применим для гладких контуров. Если на контуре имеются угловые точки, то к полученному выше решению надо добавить величины скачков параметров газа в этих угловых точках. [c.431]

Будем теперь увеличивать интенсивность первой ударной волны, перемещая точку М по отрезку AJ от AкJ. При этом точка т перемещается по линии ЕЕ от Е в сторону Е (рис. 5.8), а эволюционные отрезки Мт покрывают всю область 2, начиная от линии АЕ последний из них идет из точки Жуге 7 в точку Р пересечения двух ударных адиабат. При скачке из состояния А в точку Жуге J первая ударная волна имеет максимальную скорость = С2 = 2 J). Такую же скорость имеет идущая следом ударная волна со скачком параметров иэ J в Р. Для нее [c.254]

В общем случае скачки параметров течения пропорциональны z, но скачки 3 ж 8 составляют лишь 0 (z ). Даже для умеренных ударных волн они удивительно малы ниже (см. таблицу) приведены типичные значения для у = 1,4. Для ударных волн малой или [c.175]

Схема инерционного звена с изменяемым скачком параметрами в функции знака переменной Ха или в функции времени, когда Хе А —Ы (при 1 = А1к). [c.59]

Поведение кривых 1-8 для данного варианта обтекания крыла в режиме сверхзвуковых кромок связано с интерференцией потоков от передней и задней его частей В этом случае течение на наветренной и подветренной передней части крыла известно. Это течение с переменными параметрами в центральной части крыла в конусе Маха и примыкающие к нему наклонные ударные волны или волны разрежения для наветренной или подветренной сторон крыла соответственно. При этом на подветренной стороне крыла границы конуса Маха могут быть слабыми ударными волнами. На самих кромках крыла существует скачок параметров течения при переходе с одной поверхности крыла на другую. Когда поверхность крыла претерпевает излом, указанные выше решения являются начальными условиями для обтекания задней части крыла в плоскости, проходящей через линию излома. В этом случае крыло по линии излома обтекается потоком газа, возмущенным носовой частью, а боковые кромки - невозмущенным набегающим потоком. [c.169]

Более полное представление об изменении основных характеристик исследуемой системы можно получить из представленных на рис. 6.15 данных для этого же образца. Здесь изображенный на рис. 6.14 переходный процесс выглядит в виде скачка всех рассмотренных параметров при постоянной плотности теплового потока qjq =1,13 (нормирующая величина q" рассчитывается из соотношения q" = G(i - to). Слева от значения qlq = 1,13 расположена область режимов с кипящей пленкой, справа — с полностью сухой внешней поверхностью. Здесь отчетливо видно, что в режимах с кипящей пленкой при значительном увеличении тепловой нагрузки все остальные параметры системы остаются практически постоянными, затем они испытывают скачкообразное изменение в режиме высыхания внешней поверхности и далее быстро возрастают при незначительном увеличении тепловой нагрузки в режимах с полностью сухой поверхностью. Вертикальными стрелками указано направление изменения параметров в переходном процессе, например точки а, с соответствуют температуре внешней поверхности и перепаду давлений на стенке в начале переходного процесса г = О (см. рис. 6.14, точки в, с), [c.148]

Такие фазовые превращения, которые характеризуются скачками объема, внутренней энергии, энтропии и ряда других параметров, а также конечной теплотой перехода, называют фазовыми переходами первого рода. Помимо них бывают еще фазовые переходы второго рода, при которых энтропия непрерывна и теплота перехода отсутствует, но испытывает скачок, например, производная дЗ/дТ. Мы не будем их касаться. Укажем только для примера, что таким образом парамагнитное вещество переходит в ферромагнитное состояние, а металл —из нормального в сверхпроводящее. [c.123]

Выполнение этого условия требует наложения определенных ограничений (например, требование положительности температуры или других ограничений). Анализ соотношения (1.11) позволяет выявить различие в поведении линейных и нелинейных систем. В нелинейных системах небольшое увеличение Л может привести к сильным эффектам, несоизмеримым по амплитуде с исходным воздействием. Это приводит к скачкам параметров системы при изменении к вблизи критических значений. В случае линейного поведения системы сохраняется принцип суперпозиции, т.е. результатом совместного действия, например, двух различных факторов, являе1 ся простая суперпозиция. Это различие в линейно.м и нелинейном поведении системы иллюстрирует рисунок 1.4. [c.16]

Из всех приведенных формул видно, что скачок параметров потока возможен только при Mj > 1 или > 1. При Mj = = = 1 и Ml < 1 или Xj < 1 скачок физически невозможен. Скачок уплотнения возможен только при сверхзвуковом потоке при звуковом и дозвуковом потрках скачок невозможен. [c.154]

В табл. 11 даны, по Рюденбергу, числовые значения скачков параметров. Следует иметь в виду, что при повышении температуры изменяется Ср из-за диссоциации молекул газа, и в этом случае приведённые зависимости могут рассматриваться лишь как приближённые. [c.397]

К нерезонансным П. к. с. можно отнести также системы с резким, скачкообразным изменением параметров, напр. среды с движущимися граница.ми, в к-рых при отражении и преломлении происходит изменение частоты (в соответствии с Доплера эффектом) и энергии волн. Однако, если скачки параметра периодически повторяются, в системе возможны эффекты пара-метрИЧь резонанса л. л. Островский. [c.537]

В плёнках ХСП с двумя металлик, электродами П. 3. наблюдаются при постоянном, переменном и импульсном напряжении. Пороговые ток / и напряжение не зависят от полярности напряжения, а также от темп-ры Т в диапазоне 2—250 К при повышении Т они претерпевают скачок /п возрастает, напряжение падает и затем слабо изменяются с Т, вплоть до размягчения материала. Аналогично зависят и от длительности импульса напряжения V, и скачок параметров наблюдается при длительности импульсов, близкой ко времени диэлектрик, релаксации материала. В зависимости от амплитуды импульсов переключение может возникать как на переднем фронте импульса (длительность 50 пс), так и с задержкой. В последнем случае в образце формируется канал, в к-ром пороговые условия реализуются раньше, чем в остальной части образца. Трансформация канала в токовый шнур происходит скачком, когда канал теряет флуктуац. устойчивость (см. Флуктуации электрические), а плотность тока вне канала достигает критик, величины. Если плотность тока вне канала не достигает критик, величины, преобразование канала в шнур происходит плавно (П. э. вырождаются ). [c.558]

Рис. 5. Фазовая диаграмма (я — Г) с трикритической точкой, я — внутренний термодинамический параметр. При Т < Т фавовый переход происходит со скачком параметра Д = я" — я (фазовый переход 1-го рода), при Т > Т непрерывно (фазовый переход 2-го рода).

Коэффициенты электрострикции для кристаллов BaTiOg могут быть оценены по скачку параметров ячейки и спонтанной поляризации при температуре фазового перехода. Скачок спонтанной поляризации в этом случае составляет около 18 д.А -см , а относительные деформации (тоже скачкообразные) по рентгеновским измерениям равны Гз = 3,42-10 — 1,55-10 . Сопоставляя скачок Р (= Рз) и значения Гу, можно из уравнений [c.152]

Как показали расчеты, монотонность акустического варианта -СЗА схемы 3 может слегка нарушаться, в частности, при больших скачках параметров в начальных распределениях. Для настационар-ных течений совершенного газа с х = 5/3 такие эффекты наблюдаются при начальных перепадах давления р /р+ > 14. Панример, для р /р+ = 480 и р /р+ = 8 максимальные немонотонности по р, появляющиеся за размазанными разрывами, достигнув 15% при А/" = 20 К -число временных шагов), уменьшались затем до 8% при N = 140. Хотя подобные же эффекты в данных условиях имеют место и в других схемах (С1 при р /р+ = 480 дает немонотонности до 1.5%, а схема [c.192]

На рис. 4.2.1, где показаны треугольники скоростей потока до скачка (параметры с индексом I ) и после него (параметры с индексом 2 ), можио определить следующие соотношения для указанных составляюшлх [c.155]

Рассмотрим простой метод расчета волнового сопротивления, предложенный проф, Г. Ф, Бураго и изложенный в книге [II. Предположим, что на верхней стороне профиля образовалась местная сверхзвуковая зона, которая замыкается скачком уплотнения ВС, близким к прямому (рис, 7.3,1, а). Выделим в потоке струйку, проходящую через этот скачок. Параметры газа в струйке непосредственно перед скачком будут рх, р1. М1, а после скачка Иа. рг, р , Ма. Проведем ка достаточно большом удалении от профиля слева и справа две контро.пь-ные поверхности /—/. //—// и обозначим параметры газа вдоль левой плоскости через Р1 , р . а вдоль правой—через ра, ра , [c.262]

Методы последовательных пртближений (10.24) и (10.36) в известной мере дополняют друг друга пе рвый способен учесть большие градиенты и скачки параметров среды, но годится только при малой величине фазового набега волны в слое второй отслеживает изменение фазы на больших расстояниях, но плохо передает отражение от границ раздела внутри слоя. [c.208]

На рис. 4.7, 4.8 приведены результаты расчетов по модифицированным формулам (4.57), выполненные Stovas and Ursin (2003) для а) песчаника, перекрытого глиной, и (6) песчаника, перекрытого алевролитом. Параметры этих пород и скачок параметра на границе даны в табл. 4.4. [c.120]

Параметр Глина Алевролит Песчаник Скачок параметра Глина/песч. Алевр./песч. [c.120]

При структурном подходе к проблеме говорят, что в результате фазовых переходов, как правило, происходит изменение симметрии системы, которое характеризуется так называемым параметром порядка. Последний обычно выбирают таким образом, чтобы он был равен нулю по одну сторону фазового перехода. Например, для ферромагнетика параметром порядка служит спонтанная намагниченность, для сегнетоэлектрика — спонтанная электр ческая поляризация, для сплавов — доля упорядочившихся атомов. В системах жидкость жидкость или жидкость — пар симметрия не изменяется. В этом случае за параметр порядка, условно принимают разность плотностей сосуществующих фаз. Деление фазовых переходо на два рода несколько условно, так как, например, в жидкокристаллических системах извХ С ны фазовые переходы первого рода, очень близкие к фазовым переходам второго рода, переходы с малым скачком параметра порядка и малыми теплотами при сильно развитых флуктуациях. [c.194]

Рассмотрим радиационный перенос. Профили температуры, представленные на рис. 4.8, позволяют определить влияние параметров системы на распределение 7 при Л = onst. Существенно различается зависимость T i) для концентрированной и разреженной дисперсных систем. При большом расстоянии между частицами, когда велико пропускание системы, вблизи ограничивающих поверхностей формируется незначительный температурный скачок. Аналогичное распределение температуры приведено в [125] для плоского слоя серого газа, находящегося в состоянии радиационного равновесия. [c.165]

Исследования, проведенные в термобарокамере, позволяли имитировать климатические условия до высоты Н= 16,0 км. С учетом того, что при высотных условиях температура сжатого воздуха за компрессором при адиабатном сжатии и степенях повышения давления л > 10 выше 300 К, в опытах температура сжатого воздуха на входе в воспламенитель поддерживалась постоянной и равной 300 К. Температура топлива изменялась от исходной Т= 298 К до атмосферной на соответствующей высоте. Пределы изменения температуры составляли 218 < < 298 К. В опытах температура понижалась на 5 К и запуск повторялся. Запуск регистрировали визуально по факелу прюдуктов сгорания и приборами по скачку давления и температуры. После запуска воспламенителя фиксировалась стабильность его работы без срывов в течении 30 с. Время запуска не превышало заданных норм и практически составляло 1 с. Во всем диапазоне изменения параметров окружающей среды и температуры топлива на входе воспламенитель работал без срывов и низкочастотных пульсаций. С уменьшением температуры отмечалось повышение давления топлива, при котором происходил надежный запуск с Р = 0,35 МПа при Т= 298 К до Р = 0,5 МПа при Т= 218 К, что очевидно обусловлено повышением мелкости распыла, вызванной увеличением перепада давления на форсунке. Проведенные испытания позволяют сделать следующие выводы доказана возможность организации рабочего процесса вихревого воспламенителя на вязком топливе при значительном снижении его температуры на входе воспламенитель КС вихревого типа подтвердил работоспособность при продувке в барокамере на режимах, соответствующих высоте полета до 16 км опыты показали высокую устойчивость горения, надежный запуск при достаточно низких отрицательных температурах, что позволяет рекомендовать вихревые горелки к внедрению как устройства запуска КС ГТД, работающих на газообразном топливе и используемых в качестве силовых установок нефтегазоперекачиваюших станций в условиях Крайнего Севера. [c.330]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...