Сила присоединенных масс

Импульсивная реактивная сила присоединения масс к ползуну равна [c.372]

Отношение наследственной силы Басса к силе Стокса и к силе присоединенных масс определяется безразмерными величинами [c.176]

Взаимодействие фаз. Рассмотрим силы, действующие на сферическую твердую частицу, совершающую хаотические перемещения и вращения в потоке газа. Со стороны несущего газа, помимо силы Архимеда /л и силы присоединенных масс fm, на v-ю частицу действует сила вязкого трения / (v) и, обсуждаемая подробно ниже в 2 гл. 5, поперечная (из-за вращения) сила Магнуса /м ( v). Для этих сил имеем выражения (см. (4.2.13), (4.2.14), [c.215]

Впервые обратил внимание на эту силу из-за расширения трубки тока фазы X. А. Рахматулин (1956). В общем случае из-за мелкомасштабных пульсаций давления Ар в силе Rj имеются дополнительные составляющие, зависящие от структуры смеси, такие, как сила присоединенных масс при ускоренном движении второй фазы относительно первой, сила Магнуса при вращении частиц в жидкости и др., сумму которых обозначим через Эту величину следует выражать через средние кинематические параметры (через средние скорости, ускорения фаз и их производные) [c.57]

Здесь i,n — сила присоединенных масс из-за инерционных эффек- [c.73]

Переходя к выводу уравнений динамики в напряжениях и баланса энергии г-й компоненты смеси, заметим, что изменение количества движения и полной энергии этой компоненты зависит от двух различных по своей природе связей между данной г-й компонентой и некоторой другой — ]-й компонентой. Первая из этих связей обусловливается силовыми, тепловыми и другими видами взаимодействий между указанными компонентами, как, например, силами трения, в частности вязкостью, давлением, силами сцепления, инерционными силами (присоединенные массы), теплопереносом между компонентами. Вторая заключается во взаимных превращениях компонент вследствие химических реакций, например горения одной фазы в атмосфере другой, или физических переходов (плавление, конденсация и др.) и связанных с ними обменов импульсами и энергиями. [c.71]

Основной трудностью при составлении феноменологических моделей является конкретизация теплового и динамического взаимодействия фаз друг с другом. Сила, действующая на частицу, представляется в виде нескольких слагаемых сила Стокса, сила присоединенных масс, сила Боссе, сила, обусловленная градиентом давления, сила Магнуса, сила тяжести. Однако оценки показывают, что при движении двухфазного потока газ - твердые частицы в сопле преобладающей является сила аэродинамического сопротивления [95, 102]. Выражения для теплового потока при обмене между частицей и газом и силы, действующей на частицу, опубликованы во многих работах [103, 104, 105, 106, 107, 108, 109]. Наилучшее совпадение с экспериментальными данными в сверхзвуковых соплах, приведенными в [94], дает формула, предложенная в [103]. Эту зависимость мы и использовали. [c.93]

Аналогично положение и с потерями на трение. При составлении уравнений для подвижных частей регулятора надо учитывать гидродинамическую силу, присоединенную массу жидкости и трение жидкости о стенки во всех каналах регулятора, заполненных жидкостью. [c.216]

Уравнения импульсов фаз (4.2.54), с учетом выражения (4.2.14) для составляющей межфазной силы за счет эффекта присоединенных масс, могут быть представлены в виде [c.205]

Вектор dj направлен от оси вращения перпендикулярно к ней. Сила инерции присоединенной массы параллельна dj и по величине равна [c.395]

Коэффициент X, имеющий размерность массы, носит наименование присоединенной массы шара. Происхождение этого наименования связано с тем, что уравнение движения шарика собственной массы т под действием силы D и другой какой-нибудь силы Р [c.30]

Это уравнение допускает следующую трактовку под действием силы Р шарик в жидкости движется так, как шарик в пустоте, но с массой, увеличенной на присоединенную массу , равную половине массы жидкости в объеме шарика. Присоединенная масса оказывает значительное влияние на движение тела в жидкости только в том случае, когда она имеет тот же порядок величины, что и собственная масса тела, т. е. когда плотность жидкости сравнима по величине с плотностью движущегося в ней тела. [c.30]

Эта формула показывает, что при неустановившемся движении тела в идеальной жидкости оно испытывает силу сопротивления, равную произведению присоединенной массы на ускорение тела. Эта сила инерционного происхождения исчезает при равномерном движении тела, когда = 0. В этом случае спра- [c.319]

Используя метод присоединенных масс, необходимо иметь в виду, что он позволяет определять производные устойчивости, а не суммарные силы или моменты. В частности, этот метод не дает возможности вычислять осевую силу. [c.156]

Расчеты показали, что при Pi/P2 04i 2 <0,1 взаимодействием фаз за счет сил Архимеда и присоединенных масс, описы- [c.347]

Здесь первое слагаемое в правой части описывает генерацию или обмен пульсационной энергии /сц, с кинетической энергией макроскопического движения за счет работы сил присоединенных масс, а второе — обмен энергии с энергией к- г радиального нульсационного движения. Последние слагаемые >4 и в (3.4.63) и (3.4.64) пренебрежимо малы по сравнению с только что упомянутыми, п их имеет смыс.л сохранять, только если по каким-то соображениям требуется точное выполнение закона сохранения полной энергии фаз. Таким образом, уравнения нульсационных энергий (3.4.63) и (3.4.64) в рамках принятой точности имеют вид [c.142]

Силой Архимеда /а, силой присоединенных масс fj и силами типа Бассэ можно пренебречь по сравнению с силой трения так же, как можно пренебречь и кинетической энергией пульса-дионного движения несущего газа по сравнению с pjfro в силу Pi/p2" l (см. обсуждение (3.7.8)). [c.216]

Здесь, в отличие от (4.1.1), легко учесть и силу присоединенных масс, характеризующуюся коэффициентом 1/2. Два семейства характеристик этой системы уравнений аналогично и в (4.1.4) при (t>i2 = О пли aitta = О хотя и являются действительными, по совпадают друг с другом, что делает спстему [c.303]

Если в уравнениях импульсов фаз системы (4.1.22) пренебречь межфазной силой Архимеда ai dp dx) и силой присоединенных масс, то это приведет к тому, что в уравнениях (4.1.25) — (4.1.30) вместо х следует подставить нуль. Тогда оба характеристических направления становятся действительными, но одинаковыми (Я = , = F), а вывод о неустойчивости п некорректпостп задачи Коши около одпородпого стационарного состояния Wo при 2 > О, w,2 Ф О останется справедливым. [c.312]

В уравнениях (3) формула для /р разбивается на три слагаемых силу Стокса, обобщенную на большие числа Нв12 и М12, силу присоединенных масс и силу Боссе. Сила, обусловленная градиентом давления на частице, выделена в виде отдельного слагаемого гп2 V р. Подставляя замыкающие соотношения (3) в систему уравнений (2), получим [c.11]

В случае присоединения массы импульсивная сила направлена но отно-ситель юй скорости с, а в случае отделения массы она направлена в протииоио-ложную сторону. Импульсивная сила Я может играть роль как силы движущей, так и силы сопротивления. [c.181]

Рис. 93. Направление импульсной си- Рис. 97. Направление импульсной силы в .iynae присоединения массы при а лы в случае присоединения массы при и и V, направленных в одну сторону. и направленных в разные стороны.

Здесь Rji — межфазная сила (отнесенная к единице объема смеси) за счет сил трения, давления, сцепления между фазами, эффекта присоединенных масс и т. д. Второе слагаемое в правой части (1.3.1) представляет собой изменение импульса соответствующей фазы за счет фазовых превращений. Например, переход / -v i приводит к тому, что из 7-й фазы в j-ю уходит импульс JjiVji. Таким образом, Vji характеризует скорость или импульс массы, претерпевающей превращение j i. В результате уравнения [c.29]

Коэффициенты y.j, впервые введенные в [12], показывают долю диссипируемой кинетической энергии смеси из-за силового взаимодействия составляющих, переходящую непосредственно во внутреннюю энергию г-й,фазы. В связи с этил1 заметим, что составляющие межфазной силы F- , связанная с эффектом присоединенных масс и спла Магнуса приводят непосредственно к переходу части кинетической энергии макроскопического движения не во внутреннюю (тепловую) энергию фаз, а в кинетическую энергию мелкомасштабных течений внутри и около включений. Последняя, как уже указывалось, не учитывается в существующих феноменологических теориях взаимопроникающего движения, в ТОЛ числе и в данной главе, поэтому здесь силы и F i входят как диссипативные. Более точный учет эффекта этих сил дан в гл. 2-4. [c.37]

Второй ч.лен правой части уравнения (2.37) обусловлен градиентом давления в жидкости, окруя аю1цей твердую частицу. Третий член вырая ает силу, ускоряющую присоединенную массу частицы относительно жидкости. Четвертый член учитывает, согласно Вассе, отклонение течения от установившегося состояния. [c.48]

Роль различных членов в правой части уравнения (2.44) стала очевидной благодаря сравнению результатов Чао с результатами oy [721], который пренебрег вторым и третьим членами, но учел влияние силы тяжести, и с результаталш Фридлендера [232], который пренебрег только третьим членом. Результаты сравнения представлены на фиг. 2.9. При р = 0,01, когда плотность твердой частицы много больше плотности жидкости, хорошее соответствие результатов обусловлено малостью вклада присоединенной массы, градиента давления и силы Бассе. Однако прп р = 0,5 нельзя ожидать точности от методов oy и Фридлендера. Этот случай будет рассмотрен позднее. В гл. 6 будет учтено отклонение траектории частиц от линий тока. Некоторые другие аспекты теории дисперсии прп движении сплошной среды обсуждались в работе Лпна [490]. [c.58]

Из формулы (7.134) можно сделать вывод, что тело при неуста-новившемся движении в идеальной жидкости испытывает силу сопротивления, равную произведению присоединенной массы на его ускорение. Эта сила инерционного происхождения исчезает при равномерном движении тела, когда dvidt = 0. В этом случае справедлив известный уже нам парадокс Даламбера. [c.284]

Используя метод присоединенных масс, определите производные демпфирования при крене, гироскопические производные, а также производные, обусловленные силами Магнуса, для трехконсольной комбинации летательного аппарата (схема и размеры этой комбинации представлены на рис. 11.15). [c.602]

Для задания изменения нужно ирпвлекать независимое дифференциальное уравнение (которое здесь рассматриваться не будет см. 2 гл. 4 в книге Р. И. Нигматулина, 1978), опре-деляюп1 ее это изменение работой силы трения f,, п присоединенных масс fm па относительном движении фаз со скоростью Vj — V2 и работой внутренних сил вязкости Ai в рассматриваемом мелкомасштабном движении. [c.83]

Таким образом, система уравнений двухскоростного дви 1 ення бесстолкновительной дисперсной смеси является негиперболической, причем, как показано ниже, учет составляющей межфаз-пой силы за счет эффекта присоединенных масс не влияет на этот вывод. Проблемам негиперболичности в механике сплошной среды всегда уделяется особое внимание (Л. В. Овсянников, [c.304]

Конвективные возмущения в дисперсной смеси несжимаемых фаз. Изучение устойчивости конвективных возмущений в общем случае, т. е. в случае ие только очень коротких к и длинных к ->-0) волн, представляется затруднительным. Учитывая, что в рассмотренных предельных случаях значения скоростей распространения конвективных воли и соответствующих коэффициентов затухания не зависят от скорости звука, исследуем влияние относительного движения фаз в исходном стационарном состоянии и влияние межфазной силы из-за присоединенных масс иа устойчивость конвективных возмущений и связанную с пей иегиперболичность системы (4.1.1) на примере более простой модели дисперсной среды с несжимаемыми фазами. [c.309]

Система уравнений неразрывности и импульса (4.1.1) с учетом ме кфазиой силы из-за эффекта присоединенных масс для случая дисперсной среды с несжимаемыми фазами имеет вид [c.309]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...