Жидкость идеальная (несжимаемая)

Пусть жидкость идеальна, несжимаема, вне- [c.64]

Далее, так как жидкость идеальна, несжимаема, внешние силы являются силами тяжести, которые обладают потенциалом, то движение, будучи в начальный момент потенциальным, будет безвихревым в любые моменты времени или во все время исследования (см. гл. 4, 6). Итак, доказано, что формула (8.1.2) справедлива во все моменты времени. Заметим, что для нестационарных движений ф будет определяться с точностью до произвольной функции, зависящей от времени. [c.217]

Ограничимся случаем одной односвязной ) полости в твердом теле. Предполагается, что заполняющая ее целиком жидкость — идеальная, несжимаемая и однородная тогда абсолютное движение ее будет безвихревым и в рассмотрение может быть введен в системе неподвижных осей 0 7]С однозначный потенциал скоростей — гармоническая функция Oj ( , т]. С) координат частиц жидкости, градиент которой равен вектору абсолютной скорости частицы. [c.469]

Струйная теория исходит из условия, что жидкость идеальная, несжимаемая и невязкая, а колесо насоса с бесконечным числом тонких лопаток состоит из каналов, длина которых значительно больше их ширины. Поэтому к течению потока в колесе могут быть применены обычные законы движения потока по трубам. Но поскольку каналы рабочего колеса, обычно при конечном числе лопаток, не соответствуют предпосылкам, заложенным в струйной теории, и профиль лопаток, по существу, этой теорией не учитывается, то опытные результаты обычно не совпадают с теоретическими и в расчет приходится вводить различные поправочные коэффициенты. [c.146]

Инерционные мелкомасштабные движения несущей фазы, по определению, характеризуются большими числами Рейнольдса и описываются уравнениями идеальной несжимаемой жидкости [c.122]

В рассматриваемом случае работа внутренних сил в несущей фазе 1 = 0 (несущая фаза — идеальная несжимаемая жидкость (см. (2.5.9)) и Я1 = О (внешние силы — однородное ноле тяжести (см. (2.5.1)). Подставляя (3.4.50)—(3.4.53) в уравнение энергии пульсационного движения (3.1.42) для несущей фазы, получим [c.137]

В 3—7 гл.З были рассмотрены предельные постановки об обтекании сферических частиц идеальной несжимаемой жидкостью (условно Re = оо) и очень вязкой несжимаемой жидкостью (Re -С 1)-Естественно, что они не исчерпывают всех решений, имеющихся в литературе, и не отражают все возможные эффекты. [c.249]

Уравнения движения идеальной несжимаемой жидкости. Для того чтобы получить уравнения движения идеальной несжимаемой жидкости, следует в (42) принять ц = 0. Получим [c.576]

Рассмотрим взаимодействие двух сферических газовых пузырьков одинакового радиуса погруженных в идеальную несжимаемую жидкость. Пусть в момент времени t—Q вдали от пузырьков газа жидкость скачком приобрела постоянную скорость л сп. Течение жидкости в отсутствие пузырьков является потенциальным. [c.89]

Полученные здесь результаты будут использованы в следующем разделе при определении характеристик гидродинамического взаимодействия совокупности одинаковых сферических пузырьков, погруженных в идеальную несжимаемую жидкость, в случае их малой концентрации. [c.96]

Таким образом, получили осредненное уравнение течения идеальной несжимаемой жидкости, содержащей растущие, поступательно движущиеся пузырьки газа (3. 4. 14), с граничным условием (3. 4. 15). [c.116]

Стационарные осесимметричные течения идеальной несжимаемой жидкости описываются в цилиндрической системе координат х, г, д системой уравнений [c.203]

Уравнения, описывающие в декартовых координатах х, у, г стационарные изобарические течения идеальной несжимаемой жидкости, после перехода к цилиндрическим координатам х, т = у + , [c.230]

В случае вязкого газа полная система уравнений, характеризующая его движение и различные процессы в нем, сложная и уравнений много. В качестве примеров получим полную систему уравнений движения.вязкой несжимаемой жидкости, а также уравнения движения идеальной несжимаемой жидкости и идеального газа. [c.557]

Определить потенциальное движение идеальной несжимаемой жидкости в эллипсоидальном сосуде, вращающемся вокруг одной из своих главны.к осей с угловой скоростью определить полный момент импульса жидкости в сосуде. [c.43]

Векторные уравнения равновесия. В реальных конструкциях могут быть использованы пустотелые стержни различной формы сечения, например эллиптической или прямоугольной (рис. 6.24) и др. Поэтому уравнения равновесия получим для произвольной формы сечения пустотелого стержня. Считаем, что стержень заполнен стационарным потоком идеальной несжимаемой жидкости. [c.261]

Выделим в стационарном потоке идеальной несжимаемой жидкости участок трубки тока, ограничив ег(т поперечными сечениями 1 и 2 (рис. 106). Обозначим через рь р-, с , Со соответственно давления и скорости жидкости в сечениях 1 и 2, а через А51 и А52—площади сечений. [c.136]

Жидкость идеальная 136 — несжимаемая 136 [c.255]

Г--2 -1Г- -2-В такой форме оно применяется в гидравлике идеальной несжимаемой жидкости. Иногда уравнение Бернулли для идеальной несжимаемой жидкости записывается так [c.28]

Если известны два каких-либо плоскопараллельных установившихся течения идеальной несжимаемой жидкости, т. е. для каждого из этих течений известны величина и направление скорости в каждой точке плоскости, то можно построить новое результирующее течение, которое возникнет в результате наложения этих двух известных [c.97]

Выше уже указывался (см. 10) графический способ построения некоторого результирующего течения, образующегося в результате наложения двух известных плоскопараллельных установившихся течений идеальной несжимаемой жидкости. Эту же операцию можно провести и аналитическим путем, используя известное свойство линейных функций (к которым принадлежат и потенциальная функция (956), и функция тока), что сумма любого числа частных решений также является решением. [c.109]

Бернулли для идеальной несжимаемой жидкости [c.398]

Если участок горизонтальной поверхности жидкости подвергается малому отклонению от равновесия, то под действием восстанавливающих сил (массовых и поверхностного натяжения) этот участок приходит в движение, проходит состояние равновесия, снова попадает под действие восстанавливающих сил, таким образом, возникает волновое движение жидкости. Большинство задач гидродинамики, связанных с образованием волн на поверхности жидкости, рассматривается в предположении, что жидкость идеальная несжимаемая, а движение ее потенциальное. Для таких волновых движений справедливо уравнение Лапласа (1.72), а поле давлений описывается интегралом Лагранжа — Кощи (1.39). Если плоскость хОу совпадает с горизонтальной поверхностью жидкости, а ось z направлена вертикально вверх, то волновая поверхность может быть представлена уравнением [c.85]

В потоке идеальной несжимаемой жидкости выде-ЛИМ элемент струйки длиной dl и плогцадью сечення Рис. 1.103. Схема для нмиода уравнения dS (рис. 1.103). Применим сустановившсгоел течсиия к массе ЭТОГО элемента вто- [c.136]

В случае больших чисел Рейнольдса (Re > 1) часто можно считать, что влияние вязких сил проявляется лишь в топких пограничных слоях у поверхностей частиц и, если нет отрыва этих пограничных слоев (что имеет место при обтекании пузырьков), то в подавляющей части объема dj несущей фазы в ячейке влияние вязкости мало и микродвижепие около частиц определяется взаимодействием нелинейных инерционных сил и сил давления. Такой режим микродвижения будем называть инерционным. Уравнения (3.3.1), (3.3.2) и (3.3.14) для этого режима сведутся к уравнениям идеальной несжимаемой жидкости = — piS , pi = onst) [c.119]

Движение сферических частиц постоянного радиуса. Рассмотрим сначала возмущенное мелкомасштабное течение в ячейке и его макроскопические (осредпепные) характеристики, когда оно возникает из-за движения сферических частиц постоянного радиуса а. Тогда, учитывая выше сказанное, при не очень значительных объемных содержаниях дисперсной фазы а.2 (например, при а 0,1) естественно принять, что поле возмущенного двин ения W в основной части ячейки совпадает с нолем потенциального движения Wv идеальной несжимаемой жидкости, описываемого с помощью потенциала обтекания сферы [c.122]

В результате учета влияния неностунательности осредненного движения уравнения массы, импульса фаз, а также уравнение радиального мелкомасштабного движения в дисперсной бесстолк-новителъной смеси с несуи ей фазой в виде идеальной несжимаемой жидкости имеют вид [c.150]

В работах Р. М. Гарипова [11] и О. В. Воинова и А. Г. Петрова [9, 10] получены осредненные уравнения неразрывности и импульса фаз для случая смеси идеальной несжимаемой жидкости со сферическими частицами (пузырьками) нулевой массы при отсутствии фазовых перюходов, когда объемное содержание дисперсной фазы 1, так что величинами а. в степени большей единицы можно пренебречь. Указанные уравнения [9—11] получены из анализа задачи о двпженпи идеальной несжимаемой жидкости около системы N сфер с радиусами a t) v = 1,. . ., Л ) и предельного перехода N со пли L/L -> 0. При этом рассматривалось хотя и не произвольное распределение пузырьков в объеме, но, по-видимому, более общее, чем их равномерное расположение (а именно, равномерному расположению соответствует использованная нами ячеечная схема). С одной стороны, метод [9—И ], видимо, более последователен и строг, но, с другой стороны, он проходит только для случая потенциального движения идеальной несжимаемой жидкости, в то время как метод ячеек допускает анализ и получение уравнений в более сложных случаях, когда необходим учет эффектов вязкости, теплопроводности, сжимаемости, фазовых переходов, несферичности частиц и т. д. В связи с этим интересно сравнить, не вдаваясь в процедуру их вывода, уравнения [9—И] и уравнения, полученные нами. [c.151]

Заметим, что влияние непоступательности движения жидкости вдали от сферы в приближении идеальной несжимаемой жидкости с учетом нестационарности скорости обтекания Vxit) и радиуса сферы a t) рассмотрено в 5 гл. 3 и описывается формулой (3,5.21), которая для случая 2 = О имеет вид [c.253]

В мехаиике ньютоновских жидкостей рассматривают различные их модели. Наиболее простой моделью жидкости является несжимаемая идеальная жидкость, для которой плот- [c.574]

В данной работа содержатся новые теоретические результаты силового взаимодействия круглого цилиндра о идеальной несжимаемой жидкостью. Рассмотрим установившееся плоскопараллельное движение круглого цилиндра в покоящейся идеальной несжимаемой жидкости со скоростью в направлении оси Л (рио.2). При движении в жидкой ореде сэада цилиндра образуется "свободное" пространство, мгновенно заполняемое как вытесняемой жидкостью, гак и. увлекаемой цилиндром. При этом вокруг цилиндра образуется некоторый слой жидкооти, двикущейоя относительно поверхности цилиндра /2/. В связанной с цилиндром системе ко-52 [c.52]

В механике ньютоновских жидкостей рассматривают различные их модели, Наиболее простой моделью жидкости является несжимаемая идеальная жидкость, для которой плотность р = onst (несжимаемая) и коэффициент динамической вязкости р = О (идеальная). Другой моделью является вязкая несжимаемая жидкость. Для нее р = onst и р = = onst. Самой простой моделью сжимаемой жидкости является идеальная сага-маемая жидкость, или идеальный газ. Для него р = О, а плотность уже не является постоянной. Она для совершенного газа связана с давлением р и температурой Т уравнением состояния (уравнением Клапейрона) [c.557]

Первые три уравнения (44) называются уравнениями движения идеальной несжимаемой жидкости или уравнениями Эйлера. Начальные условия п этом случае задаются так же, как и в случае вязкой жидкости. Существенно изменяются граничные условия. Вместо условия прилипания вязкой жидкости используется условие отсутствия проникания жидкости через поверхность твердого тела, при котором обращаются в нуль нормальные составляющие скоростей в точках поверхности неподвижного тела, т. е. принимается, что вектор скорости направлен по касательной к поверхности обтекаемого тела. [c.559]

Проведем в установившемся потоке (т. е. таком, что поле скоростей в нем не зависит от времени — стационарно) одтю-родной идеальной несжимаемой жидкости бесконечно тонкую трубку тока (рис. 326). Если жидкость однородна и кесжп-маема, то плотность ее одинакова во всем потоке. Идеальная л<идкость представляется такой моделью сплошной среды, в которой при ее движении полностью отсутствуют касательные на-пря /кения (внутреннее трение). Выделим в трубке в данный момент времени t объем, заключенный между двумя ортогональными к боковой поверхности трубки сечениями Oi и В смежный момент t + dt выделенный объем жидкости сместится вдоль труб- >-ки тока и займет положение, ограни- ченное сечениями а и а. [c.245]

Вернемся в заключение к уравнению (144), причем предположим, что 1) жидкость идеальна, т. е. отсутствуют касательные напряжения (вязкости), 2) жидкость несжимаема, и плотность ее всюду одна и та же (р = onst), 3) объемные силы имеют потенциал, т. е. F = —gradll, причем, в частности, в случае сил тяжести П = gz (ось 2 вертикальна и направлена вверх), 4) движение стационарно, т. е. [c.256]

К решению которого и сводится задача построения плоскопараллельного потенциального потока идеальной несжимаемой жидкости. При этом используется граничное условие непроницаемостн для жидкости твердой границы обтекаемого тела IV = О, т. е. равенство нулю около стенки нормальной к ней составляющей вектора скорости. [c.96]

Помимо мембранной аналогии Прандтля имеют место гидродинамические аналогии с ламинарным течением вязкой жидкости (аналогия Буссинеска), с потенциальным течением идеальной несжимаемой жидкости (аналогия Томсона и Тета) и аналогия Гринхилла с вихревым течением идеальной несжимаемой жидкости. [c.151]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...