Движение жидкости адиабатическое

Отсутствие теплообмена между отдельными участками жидкости (а также, конечно, и между жидкостью и соприкасающимися с нею окружающими телами) означает, что движение происходит адиабатически, причем адиабатически в каждом из участков жидкости. Таким образом, движение идеальной жидкости следует рассматривать как адиабатическое. [c.17]

Уравнения (64,2) и (64,3) содержат неизвестные функции V, р, р. Для исключения одной из них замечаем, что звуковая волна в идеальной жидкости является, как и всякое другое движение в такой жидкости, адиабатическим. Поэтому малое изменение р давления связано с малым изменением р плотности уравнением [c.351]

Если воспользоваться известными зависимостями между плотностью, температурой и давлением при адиабатическом процессе в газах, то условия наличия аналогии между двухмерным движением газа и движением жидкости в прямоугольном канале могут быть представлены величинами, которые приводятся ниже [c.480]

Уравнение энергии справедливо для адиабатического течения как с трением, так и без него уравнение количества движения (14-31) имеет силу только для движения невязкой жидкости. Поэтому уравнение (il4-32) действительно для адиабатического движения жидкости без трения (т. е. изэнтропического движения). Дифференциальная форма уравнения состояния идеального газа [c.357]

Теоретическая (рациональная) гидродинамика стремится приближенно предсказать движение реальной жидкости путем решения краевых задач для соответствующих систем дифференциальных уравнений в частных производных. При составлении этих уравнений в качестве аксиом принимают законы движения Ньютона. Предполагается также, что рассматриваемая жидкость (обычная жидкость или газ) всюду непрерывна и что на любую часть поверхности действует вполне определенное давление или какое-либо другое внутреннее напряжение (сила, приходящаяся на единицу площади), которое, по крайней мере локально, является дифференцируемой функцией координат, времени и направления. Наконец, устанавливается связь этих напряжений с движением жидкости посредством введения различных параметров, характеризующих данное вещество (плотность, вязкость и т. д.), и функциональных зависимостей (закон адиабатического сжатия и т. п.). Исходя из таких допущений, математики составили системы дифференциальных уравнений для различных идеализированных жидкостей (несжимаемой невязкой, сжимаемой невязкой, несжимаемой вязкой и т. д.). [c.15]

Движение жидкости называется адиабатическим, если жидкость не приобретает тепла извне и не отдает его. Предположения, принятые в этом разделе (t = О, е = 0), означают, что мы рассматриваем адиабатические движения, [c.108]

Зная выражение для давлений в случае сжимаемой жидкости, нетрудно вычислить и плотность, а затем определить, насколько она изменяется в зависимости от условий движения. При адиабатическом процессе имеем [c.102]

При изучении движения жидкости важное значение имеют понятия статического и полного давления. Статическое давление ро в невозмущенном потоке определяется как давление, которое действовало бы на стенку тела, движущегося вместе с потоком, или на неподвижную стенку, расположенную параллельно вектору скорости потока ш. Под полным давлением понимается давление адиабатически заторможенного потока, или давление, которое испытывает плоское тело, расположенное перпендикулярно вектору скорости потока. [c.280]

Большинство из рассмотренных до сих пор физических величин имело в критической точке явно выраженную особенность. Исключение составляют удельная теплоемкость нри постоянном объеме и адиабатическая сжимаемость, проявляющие лишь логарифмическую особенность ). Поскольку наличие критической точки является свойством только бесконечных систем, величины, связанные с макроскопическими флуктуациями, обнаруживают более сильную критическую особенность, чем величины, обусловленные микроскопическими флуктуациями. Таким образом, удельная теплоемкость при постоянном объеме, которая связана главным образом с высокочастотными микроскопическими колебаниями, должна иметь более слабую особенность, чем сжимаемость связанная с макроскопическими флуктуациями. Можно предполагать, что и кинетические коэффициенты, связанные с микроскопическими модами движения жидкости, должны обнаруживать слабые особенности или не иметь их вовсе. [c.262]

Ранее мы заметили, что (6.135), (6.136) эквивалентны лишь четырем независимым уравнениям. Однако они содержат пять неизвестных функций р , и три компоненты вектора скорости и. Поэтому для определения неизвестных требуется еще одно уравнение. Ясно и физически, что движение жидкости не определено, пока не заданы термодинамические свойства системы. Для жидкости термодинамическое состояние в общем случае определяется двумя независимыми параметрами, например р , Т . Однако для адиабатических процессов, когда энтропия постоянна, Г и, следовательно, все функции термодинамического состояния могут быть выражены через один параметр — давление. Таким образом, для данной жидкости р, можно считать известной функцией от р , так что в четырех уравнениях (6.135), (6.136) остаются лишь четыре неизвестные функции. [c.140]

Будем считать, что теплообмен между отдельными элементами жидкости отсутствует (жидкость течет с такой скоростью, что отдельные ее участки не успевают обмениваться теплом друг с другом) и что она не обменивается теплом с окружающими телами, с которыми соприкасается. Такое допущение означает, что движение происходит адиабатически в каждом элементе жидкости, т. е. энтропия 5, отнесенная к единице массы жидкости, остается постоянной при перемещении этого, элемента в пространстве. Таким образом, [c.92]

Из уравнения Бернулли легко выясняется смысл условия несжимаемости стационарного движения жидкости div г =0. Поскольку при адиабатическом изменении плотности Ар=(ф/5/7) А/ =Ар/с , [c.17]

Т. е. адиабатическое движение жидкости. Для этого движения, если оно к тому же безвихревое (го1 V—0), имеет место теорема Бернулли, [c.14]

Цри рассмотрении задач распространения звука водную среду рассматривают как непрерывную, обладающую исчезающе малой вязкостью. В этом случае говорят об идеальной жидкости, т.е. пренебрегают её вязкостью и теплопроводностью (движение жидкости рассматривается как адиабатическое). Вязкость и теплопроводность необходимо учитывать при изучении поглощения и затухания звука. [c.10]

Заключение. Раньше чем дать решение какой-нибудь частной проблемы движения жидкостей в пористой среде, следует разработать общую формулировку гидродинамики рассматриваемого течения. Любое такое исследование можно представить себе как формулировку в новой редакции хорошо известных основных определений и закономерностей механики, выраженных гидродинамическими значениями так, чтобы их можно было приложить к течению жидкостей. Это требует раньше всего, чтобы течение полностью подчинялось закону сохранения материи. Поэтому оно должно удовлетворять уравнению неразрывности [(1), гл. III, п. 1], которое является аналитическим утверждением закона сохранения материи. После этого необходимо определить термодинамическую природу интересующей нас жидкости и режим течения. Природа жидкости в общем виде может быть представлена зависимостью между давлением, плотностью и температурой его [уравнение (3), гл. Ill, п. 1], которое является уравнением состояния жидкости. Постоянство плотности в уравнении состояния характеризует собой несжимаемую жидкость. Так, закон Бойля может быть принят в. качестве уравнения состояния для течения идеального газа. Термодинамический режим течения может быть охарактеризован аналогичным путем зависимостью между давлением, плотностью и температурой. Так, температура потока постоянна при изотермическом режиме и изменяется от известного показателя степени плотности для адиабатического режима. Наконец, необходимо установить динамические связи жидкости с градиентом давления и внешними силами. В основном это дается гидродинамическим подтверждением первого закона движения Ньютона. Из всех характеристик течения, требуемых формулировками, эта характеристика является наиболее специфичней. В то время как все жидкости должны удовлетворять уравнению неразрывности, и большие группы их могут контролироваться единичным уравнением состояния, одна и та же жидкость может иметь различные динамические характеристики в зависимости от условий, при которых происходит движение, и среды, в которой поток движется. [c.125]

Уравнение состояния запишем в виде закона Пуассона, так как движение идеальной жидкости представляет адиабатический процесс [c.274]

В более поздних конструкциях камер создание пересыщенного состояния пара достигается быстрым выпуском сжатого воздуха из вспомогательного объема через клапан Кх- В результате уменьшения давления во вспомогательном объеме резиновая диафрагма Д быстро опускается и происходит адиабатическое расширение газа и пара в рабочем объеме камеры на 25—35%, приводящее к понижению температуры и пересыщению пара. Пунктиром показано положение диафрагмы Д на опорной сетке S . Изменяя положение этой сетки, можно регулировать величину расширения газа и пара в рабочем объеме. Трубка служит для впуска сжатого воздуха во вспомогательный объем который возвращает диафрагму в исходное положение в конце каждого рабочего цикла. Сетка Si ограничивает движение резиновой диафрагмы вверх. Через трубку Кз заполняется рабочий объем газом и паром выбранной жидкости. Рабочий объем камеры ограничен стеклянными боковыми стенками А, верхним плоским стеклом В и металлической сеткой Si, покрытой черным бархатом (для получения темного фона). Для освещения рабочего объема сбоку ставится импульсная осветительная лампа. [c.47]

Движение жидкое будем называть баротропным, если плотность жидкости является функцией одного давления. В частности, движение воздуха или другого газа можно считать баротропным, если изменение его состояния происходит изотермически или адиабатически. [c.93]

Основными уравнениями для одномерного движения газа так же, как и для жидкости, являются уравнение неразрывности, количества движения и энергии, или уравнение Бернулли, за-меняюш,ее уравнение энергии при адиабатическом движении идеального газа. [c.130]

Если пузырек содержит большое количество газа, а движение его стенки происходит настолько быстро, что рассеяние тепла в жидкости можно рассматривать как медленно развивающийся процесс, то закон изменения состояния газа в пузырьке следует считать адиабатическим. [c.16]

Выясним вопрос о форме трубок тока несколько иным путем для любых, вообще не адиабатических, движений произвольной идеальной сжимаемой жидкости. Для этого вычислим [c.45]

Для каждой трубки тока при установив-Уравнение энергии вдоль шихся адиабатических движениях идеальной жидкости, при ду = О и при отсутствии притока механической энергии за счет работы массовых сил из (8.3) получается, что XV = О, если граничащие с жидкостью тела неподвижны, так как поверхностные силы [c.66]

Так как движение среды установившееся, а обтекаемые тела твердые и непроницаемые, то линии тока, совпадающие с траекториями и приходящие из бесконечности, должны уходить в бесконечность за телами. Для простоты рассмотрим случай, когда внешних массовых сил нет, а жидкость является идеальной несжимаемой жидкостью или идеальным совершенным газом, движущимся адиабатически. В этих случаях на каждой линии тока имеет место интеграл Бернулли. На всех линиях тока, приходящих из бесконечности, в бесконечности имеем плотность р , давление Pi и скорость Kj, одинаковые на всех линиях тока, поэтому интеграл Бернулли и условие адиабатичности можно представить в виде двух (см. (5.13)) соотношений [c.71]

В статье приводятся результаты наблюдений за движением испаряющейся жидкости в адиабатическом канале и ряд специфических особенностей, обнаруженных в поведении жидкостно-парового потока, протекающего в соплах типа Лаваля. [c.189]

В результате проведенного анализа упрощенной схемы одномерного движения адиабатического двухфазного потока в канале, по-разному ориентированному в поле сил тяжести, можно сделать следующие выводы. Сопоставление опытных данных при движении двухфазного потока в горизонтальном и вертикальном каналах следует производить не при одинаковых расходах смеси и весовых газосодержаниях, а при одинаковых расходах жидкости (и> ) и истинных объемных газосодержаниях (ф). При этом сопоставлении нивелирный напор необходимо вычислять не по общепринятым формальным определениям (1) или (2), а по формуле (14). Для того чтобы качественно оценить ошибки, к которым может привести невыполнение этих условий сопоставления, рассмотрим конкретный численный пример для вынужденного движения пароводяного потока в вертикальном и горизонтальном плоском канале шириной г=10 мм при давлении р=76 кГ/см (ft да 10- кГ-сек/м да 2-10-в кГ-сек/м f 735 кГ/м f да да 40 кГ/м ), приведенной скорости воды ш =10 м/сек и 3 > 0.9. При расчете воспользуемся формулами, полученными выше для ламинарного кольцевого течения двухфазного потока. Безусловно, это приведет к идеализации реального процесса, так как в действительности характер движения фаз будет в этих условиях турбулентным, режим течения смеси не обязательно кольцевым и т. п. Однако качественная сторона явлений (по крайней мере для таких режимов течения двухфазного потока, как снарядный и дисперсно-кольцевой) этими формулами будет, по-видимому, отражена. [c.173]

В книге излагаются общие положения термодинамики системы жидкость—пар и их приложения к различным случаям адиабатических и неадиабатических одномерных течений термодинамически равновесной парожидкостной среды. Рассматриваются условия возникновения кризиса течения и даются зависимости для определения критической скорости, предельных расходов и соотношения термических параметров. Разбираются некоторые случаи нестационарного движения и течения в условиях нарушенного фазового равновесия системы. [c.2]

Согласно второму началу термодинамики в замкнутой (адиабатической) материальной системе энтропия является неубывающей функцией времени. Возрастание энтропии в адиабатической системе показывает, что внутри этой системы происходят необратимые процессы преобразования механической энергии в тепло, сопровождаемые потерями механической энергии. Примером образования таких механических потерь могут служить потери на внутреннее трение в неидеальных жидкостях и газах. В следующей главе мы встретимся с явлением потери механической энергии газа при прохождении его сквозь скачок уплотнения — поверхность разрыва непрерывности кинематических и термодинамических величин. В этом случае движение, будучи адиабатическим, окажется неизэнтропическим. [c.100]

Пз числа дисциплин, связанных в своем развитии с теорией движения сжимаемой жидкости, метеорология, может быть, всех более зависит от успехов этой ветви гидромеханики. Обгаирный класс явлений, изучаемых метеорологией, связан с движением сжимаемой жидкости — воздуха — и притом в тех, наиболее трудных для изучения условиях, когда давление не является функцией одной только плотности и когда, следовательно, не имея права рассматривать движение как адиабатическое, мы принуждены вводить в изучение уравнение притока энергии и другие соображения термодинамического порядка. [c.142]

К трем уравнениям движения жидкости Пуассон присоединяет эйлеров-ское уравнение неразрывности, а затем переходит к анализу распределения тепла в потоке жидкости и выписывает уравнение баланса тепла (тепловой энергии). Затем он рассматривает отдельно движение малосжимаемых капельных жидкостей и газов, выделяя в последнем случаи медленных (изотермических) и быстрых (адиабатических) процессов [c.68]

При адиабатическом движении энтроиия каждого участка жидкости остается постоянной при перемещении последнего в пространстве. Обозначая посредством s энтропию, отнесенную к единице массы жидкости, мы можем выразить адиабатичность движения уравнением [c.17]

При адиабатическом движении каждый элемент жидкости переносит свое постоянное значение энтропии s (отнесенной к единице массы) если в какой-либо начальный момент времени энтропия S была постоянна по всему объему среды, она останется постоянной и в дальнейшем. Поскольку условие s = onst справедливо именно для энтропии единицы массы, будет удобным относить сначала к единице массы также и внутреннюю энергию среды обозначим ее через е. Для деформированного смектика эта величина выражается формулой, аналогичной (44,1) [c.238]

Полное давление р в случае движения несжимаемой жидкости определяется совершенно аналогично тому, как это делалось для идеального адиабатического процесса в 4, т. е. как давление в полностью заторможенной струе без потерь и в отсутствие технической работы при z = onst, [c.40]

Как было показано в гл. VII (т. 1), при обтекании тел поступательным потоком беразмерные характеристики поля скоростей в идеальной несжимаемой жидкости определяются системой безразмерных параметров xld, y/d, zld, а, Р, где d — характерный размер тела, а, Р — углы, задающие ориентацию тела относительно скорости набегающего потока. Безразмерное отношение vjv не зависит от скорости, плотности и давления в набегающем потоке и получается постоянным при фиксированных безразмерных координатах xld, yid, z/d, а, р. Максимальное значение Отах/ оо соответствует вообще одной вполне определенной точке на поверхности тела. При учете сжимаемости в случае адиабатических движений совершенного газа получается [c.33]

Отсюда, так как вдоль каждой линии тока рк согласно (8.11) легко выразить через р, У, Ктах и р/р, следует, что pjpl = = Pi/pl, или, так как р = р1, что Pi = р , pi = рг и Kj = v . Таким образом, из предположения о непрерывном обтекании тела в цилиндрической трубе при отсутствии полостей, распространяющихся за телами в бесконечность, т. е. при Si = S , как следствие условия о выравнивании давлений получилось, что все характеристики потока в переднем и заднем сечениях Si и 1S2 далеко от тел одинаковы. Этот вывод установлен для непрерывных адиабатических движений газа очевидно, что для несжимаемой жидкости это положение также верно. [c.72]

На рис. 11-7 приведены полученные опытным путем графики изменения давления и скорости по длине трубы для адиабатического и недиабатического дозвукового и сверхзвукового газовых потоков. При небольших значениях М движение сжимаемого газа практически мало отличается от движения несжимаемой жидкости скорость газа почти не изменяется вдоль канала, а давление убывает по линейному закону. [c.250]

Пpeдпoлaгaet я, что скорость движения частиц о значительно меньше скорости звука с (у << с). Это выполняется исходя из условия (3-6-3) так как р7р 1, то у/с < 1. В идеальной жидкости звуковая волна при адиабатических условиях и при малом изменении р и р описывается соотношением [c.250]

Теплообмен при больших скоростях движения газа характеризуется рядом особенностей по сравнению с теплоотдачей, протекающей в условиях умеренных скоростей. Как известно, вследствие проявления вязкости жидкости в пограничном слое газ затормаживается у поверхности твердого тела. В результате этого торможения, а также передачи количества движения, обусловленного значительными градиентами скорости у стенки, температура жидкости у повер.хности этой стенки существенно повышается, что при умеренных скоростях не имело места. В адиабатических условиях теплоотвод через стенку отсутствует. Но повышение температуры raia у стенки обусловливает появление переноса тепла за счет теплопроводности из пограничного слоя газа в ядро потока. Таким образом, при движении газа с большой скоростью происходит одновременно два процесса, имеющих разное направление. С одной стороны, в пограничном слое выделяется некоторое количество тепла за счет, диссипации энергий. С другой стороны, некоторое количество тепла путем теплопроводности из пограничного слоя переходит в основной поток. Молекулярный перенос количества движения, согласно закону Ньютона, пропорционален коэффициенту кинематической вязкости молекулярный перенос тепла, в соответствии [c.176]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...