Постоянного потока приближени

Поляризуемость 130 Постоянного потока приближение 432-434 Потенциал 85 [c.548]

Соотношение (2-2-9) является выражением закона Ньютона охлаждения или нагревания тела при этом Та обозначает температуру поверхности, тела, воспринимающего теплоту. Хотя соотношение (2-2-9) аналогично выражению (2-2-6) для закона конвективного теплообмена при постоянном потоке теплоты, его физический смысл совсем иной. Коэффициент лучистого теплообмена / (Т) зависит от температуры (рис. 2-1), а также от свойств поверхности тел, участвующих в лучистом теплообмене. Если температура 7у изменяется незначительно, то коэффициент у (Т) приближенно можно принять постоянным. [c.96]

Граничное условие, характеризуемое постоянным тепловым потоком, представляет значительный практический интерес. Оно встречается при генерировании тепла в результате пропускания электрического тока через плоский нагревательный элемент, при выделении тепла вследствие трения кроме того, оно приближенно выполняется в ранних фазах процесса нагрева печи или помещения. Это граничное условие имеет также большое значение в задачах диффузии. Процесс охлаждения поверхности Земли после захода Солнца в ясную безветренную ночь [21] весьма похож на процесс отдачи тепла при постоянном потоке тепла (в единицу времени через единицу площади), и, следовательно, выражение (9.8) показывает изменение температуры поверхности Земли после захода Солнца. [c.80]

ПРИБЛИЖЕНИЕ ПОСТОЯННОГО ПОТОКА ЛУЧИСТОЙ ЭНЕРГИИ [c.432]

В настоящее время не совсем ясны пределы интенсивностей звука, где теория стационарного течения вблизи границы, основывающаяся на решении уравнений пограничного слоя, остается еще применимой. Как уже отмечалось, использование этих уравнений возможно при акустическом числе Рейнольдса, большем числе Маха это никак не ограничивает амплитуд звука. Использование метода последовательного приближения требует только сходимости ряда (55) в той области звукового поля, где применяется теория, т. е. в этой области скорость постоянного потока должна быть много меньше амплитуды скорости первого приближения. Вблизи границы как скорость первого приближения, так и скорость второго приближения стремятся к нулю. Метод последовательных при- [c.107]

Дифференциальные уравнения (1-37)— (1-41) приближенно описывают течение дисперсного потока в общем виде и могут иметь множество решений. Для того чтобы в конкретной задаче получить однозначное решение, необходимо наложить дополнительные связи, описывающие все характерные частные особенности рассматриваемого случая. Перечень этих связей, которые необходимо знать наперед, называют условиями однозначности или расширенными краевыми условиями. Пусть, например, рассматривается осесимметричный поток газовзвеси в вертикальном канале постоянного сечения. В этом случае [c.116]

Определить температуры воды и внутренней поверхности канала на выходе 1ж2 и t 2, если приближенно принять плотность теплового потока на стенке постоянной по длине канала и равной qa = = 620 кВт/м2. [c.94]

Какой расход воды необходимо обеспечить, чтобы температура стенки канала на выходе была на 20° С ниже температуры насыщения при данном давлении, если плотность теплового потока на внутренней поверхности канала приближенно принять постоянной по длине и равной 9с = 740 кВт/м [c.94]

Вначале рассмотрим исходное уравнение в общем виде, одинаково применимое как для мгновенных продуктов деления, так и для продуктов деления ядерного реактора. Заметим, что в реакторе, несмотря на выгорание первичного ядерного горючего, обычно поддерживается постоянная мощность, т. е, постоянное (во времени) число актов деления ядер. Чтобы достигнуть такого постоянства мощности (в условиях выгорания делящегося вещества), требуется соответствующее нарастание плотности потока нейтронов в активной зоне. В первом приближении зависимость между удельной мощностью реактора щ [<зг/г] и плотностью потока нейтронов Ф, обусловливающих деление, можно представить в виде [c.175]

Выше предполагалось, что в одномерном потоке газа все его параметры — скорость, давление, температура, плотность — постоянны в пределах рассматриваемого сечения. Такое приближенное представление не только оказывается достаточным для установления основных качественных закономерностей, но позволяет в ряде случаев выполнить технические расчеты с удовлетворительной точностью. [c.418]

Уравнение (V.3) часто называют турбинным уравнением, или уравнением Эйлера для турбин. Это уравнение получено в предположении, что скорости на входе и выходе постоянны, а в меж-лопаточном канале скорость в каждом сечении зависит только от площади этого сечения. Такое допущение весьма приближенно отражает действительную картину потока. [c.99]

Рассмотрим обтекание плоской бесконечно тонкой пластинки несжимаемой вязкой жидкостью. Пусть вдали перед пластинкой жидкость движется поступательно с постоянной скоростью Ид. Пластинка имеет бесконечную длину и расположена вдоль по потоку параллельно скорости Задача плоская движение установившееся жидкость занимает всю плоскость вне пластинки. Эта задача о движении вязкой жидкости является самой простой, но, несмотря на это, она не поддаётся точному решению с помощью уравнений Навье —Стокса ввиду больших математических трудностей. Мы разберём эту задачу с помощью уравнений Прандтля, которые получаются из общих уравнений движений вязкой жидкости с помощью некоторых приближений ). [c.122]

Выведенные в предыдущем параграфе формулы (23.36). .. (23.38), как это было указано, могут быть использованы для расчета температур и теплоотдачи призматических ребер постоянного сечения (рис. 23.6). Весьма часто ребра выполняются переменной толщины, например трапециевидного сечения. Еще чаще встречаются круглые ребра (см. рис. 23.4, б). Уравнения, описывающие температурное поле таких ребер, очень сложны, и использование их в инженерных расчетах приводит к весьма трудоемким расчетам. Поэтому обычно используют различные приближенные методы. Одним из таких методов является метод использования коэффициента эффективности ребер. Тепловой поток, передаваемый ребристой поверхностью, определяют по формуле [c.302]

При обтекании твердых тел потоком вязкой несжимаемой жидкости с постоянными физическими свойствами процесс теплоотдачи описывается сисгемой дифференциальных уравнений, включающей уравнения движения, неразрывности и энергии. В двухмерном приближении эта система уравнений имеет вид [c.95]

Существует ряд приближенных решений задачи о распространении теплоты в телах произвольной формы. Рассмотрим метод, базирующийся на принципе стабильности теплового потока. Если на поверхности твердого тела оставить тепловой поток постоянным, но изменить условия охлаждения на небольшом участке поверхности, то это вызовет существенное местное изменение температурного поля. Однако в точках, достаточно удаленных от места возмущения, изменение температурного поля будет ничтожным [Л. 22]. [c.114]

Условия подобия процессов конвективного теплообмена получены в предположении, что коэффициент теплопроводности X, коэффициент вязкости (i и теплоемкость Ср среды постоянны во всей области протекания процесса. В действительности эти физические свойства зависят от температуры, причем для разных теплоносителей характер зависимостей Я=Х( ), ц = д.(0. p = p(t) различен. В процессе теплообмена температура теплоносителя изменяется, следовательно, в общем случае и физические свойства не остаются постоянными. Подобие процессов выполняется тем строже, чем меньше относительное изменение этих свойств, т. е. чем слабей зависимость ъ, ц и Ср от t, чем меньше сами перепады температур в системе и ниже тепловые потоки. При сильном изменении свойств строгое подобие различных процессов, как показывает анализ, в общем случае становится невозможным. В этих условиях имеет место лишь приближенное подобие. Это обстоятельство должно учитываться при обобщении опытных данных. [c.59]

Рассмотрим развитие процесса теплообмена вдоль трубы. Пусть во входном сечении температура жидкости постоянна и по величине отличается от температуры стенки трубы. По мере движения потока между жидкостью и стенкой происходит процесс теплообмена и температура жидкости постепенно изменяется. Вначале вблизи от входного сечения изменение температуры происходит лишь в тонком слое около поверхности. Затем по мере удаления от входного сечения вся большая часть потока вовлекается в процесс теплообмена. Таким образом, развитие процесса теплообмена внутри труб вначале происходит качественно так же, как и при ламинарном пограничном слое на пластине (см. 3-1). Около поверхности трубы образуется тепловой пограничный слой, толщина которого постепенно увеличивается в направлении движения потока. На некотором расстоянии от начального сечения трубы /н т тепловые пограничные слои смыкаются, и в процессе теплообмена участвует далее весь поток жидкости. Расстояние /н.т может быть приближенно оценено по зависимости [c.76]

Типичная схема взашмодействия падающего скачка уплотнения с ламинарным пограничным слоем на плоской поверхности и соответствующее распределение давления на стенке показаны на рис. 6.26. В невозмущенном потоке давление ро постоянно. При приближении к точке отрыва давление начинает повышаться и продолжает расти за точкой отрыва, достигая некоторого постоянного значения р в отрывной зоне. Затем давление повышается до значения ра, соответствующего давлению за падающим [c.340]

Поскольку в нормальных сечениях одномерного потока параметры газа постоянны, его приближенно можно рассматривать как конечную трубку тока. Для такого потока из уравнения сплошности р ы5 = onst и уравнения энергии (1.116) можно получить соотношения [c.62]

Остановимся теперь на случае, когда на систему (типа рассмотренной выше) наложено постоянное внешнее поле. Конкретным примером системы такого рода может служить плазма во внешнем электрическом поле, постоянном в пространстве и во времени при t > 0. Поле выступает в роли возмущения, не позволяющего системе достичь равновесного состояния. Из эксперимента нам известно, что происходит при подобных условиях система релак-сирует к некоему стационарному состоянию, не зависящему от времени (при условии, что само возмущение стационарно). Можно сказать, что при наличии возмущения стационарное состояние является оптимальным в том смысле, что оно достигается ценой наименьших затрат- Разумеется, это состояние отличается от равновесного, в чем нетрудно убедиться хотя бы по наличию постоянного потока, представляющего реакцию на внешнее возмущение , в первом приближении он пропорционален этому полю. Коэффициент пропорциональности представляет еобой механический [c.211]

Нельзя не отметить того обстоятельства, что условия даже ламинарного течения в капиллярной тепловой трубе, вообще говоря, значительно отличаются от условий ламинарного течения в обычных цилиндрических трубах. Особенно это касается пограцичных областей вблизи стенок. В тепловой трубе по всей длине имеет место непрерывная взаимосвязь между жидкостью в капиллярах и протекающим паром. В зоне испарения поток пара через поперечное сечение трубы все время увеличивается по мере приближения к границе с зоной конденсации за счет подпитки от испарения со стенок. Аналогич но в зоне коиденсации полный поток постепенпо убывает по мере утечки пара за счет конденсации. Все это яе учитывается в формуле Пуазейля, пригодной при постоянном потоке по всей длине трубы. [c.55]

Метод фотоинжекционных токов также широко используется для построения энергетической диаграммы гетеропереходов. Величина сквозного тока 1ф фотоинжектированных носителей заряда через МДП структуру при постоянном потоке квантов света в первом приближении равна [c.188]

При значительном возрастании интенсивности звуковых волн в их поле заметнее проявляются различные нелинейные эффекты , нарушается принцип суперпозиции и возникает взаимодействие волн, приводящее к появлению комбинационных тонов изменяется форма волны, спектр её обогащается высшими гармониками и соответственно растёт поглощение становятся заметными постоянные силы (см. Давление звукового излучения) и постоянные потоки вещества (см. Акустические течения) при достижении нек-рого порогового значения интенсивности УЗ в жидкости возникает кавитация. Для математич. описания волн большой интенсивности приближения линейной акустики уже недостаточны, в ур-ниях звукового поля необходим учёт членов высшего порядка. Критерием применимости аппарата линейной акустики и возможности пренебрежения нелинейными эффектами является для плоских волн малость акустич. Маха числа М < 1, где М vie, V — колебательная скорость частиц в волне, с — скорость её распространения. [c.10]

Известная трудность и неоднозначность существует в определении величины Рд — тангенциальной составляющей скорости постоянного потока. Расчет по приближенному соотношению Ниборга [31 ] приводит к величинам скорости потока, значительно превышающим его экспериментальные значения у Элдера [10] (табл. 4). [c.265]

Незначительная скорость течения в характерных сечениях позволяет вести расчет по статическим температурам. Потерями на неадиабатность в первом приближении можно пренебречь. Теплоемкость газа принимается постоянной С = onst. Вводя величину допустимого температурного напора на выходе охлажденного потока из теплообменника = Т — и определяя используемую холодопроизводительность эффектом подогрева в камере холода - Т , исходная система сводится к виду [c.237]

В работе [659] предполагается, что при малом значении (рр — — р) частицы и поток жидкости возмущены, так что пузыри не могут устойчиво существовать, поскольку нет постоянного сквозного протока жидкости. Временно свободные от частиц объемы создаются центробежной силой турбулентного вихря, но это не пузырь, как мы его здесь понимаем. Жидкие псевдоожиженные слои обычно имеют низкое значение (рр — р). Если жидкость — вода, то нри скоростях, вызывающих значительное распшрение слоя, вихревое движение сопровождается образованием временных пустых объемов, часто напоминающих пузыри. В газовых псевдоожиженных слоях происходит более интенсивное образование пузырей. Авторы работы [818] постулировали, что при псевдоожижении с изменением агрегатного состояния весь избыточный газ по сравнению с минимально необходимым для процесса псевдоожижения циркулирует по слою в виде пузырей. Ценц [899] связывал дальнейший рост пузырей с образованием снарядного режима течения, когда диаметр пузыря равен диаметру канала. Авторы работы [650] получили подтверждение этих теорий с помощью эмпирических зависимостей для образования пузырей и частоты их отрыва средняя толщина пузырькового слоя у определяется по приближенному соотношению [c.413]

Первым приближением в дальней области является просто постоянное значение V > = v, отвечающее невоамущенному однородному набегающему потоку (v — единичнкй вектор в направлении обтекания). Подстановка v = v + в (20,20) приводит для к уравнению Осеена [c.96]

Разность интегралов от постоянной величины po + pf/ обращается в нуль исчезает также разность интегралов от pUvx, поскольку потоки жидкости dy dz через переднюю и заднюю плоскости должны быть одинаковыми (расходом жидкости через сечение следа в рассматриваемом приближении пренебрегаем). Далее, отодвигая плоскость х = хч достаточно далеко вперед от тела, будем иметь на ней очень малые значения скорости V, так что интегралом от Р по этой плоскости можно пренебречь. Наконец, при обтекании хорошо обтекаемого крыла скорость Vx вне следа мала по сравнению с Vg и Уз- Поэтому в интеграле по плоскости х = xi можно пренебречь по сравнению с Таким образом, получим [c.262]

Функции ф( )(е) характеризуют изменение по координате е амплитудных значений перемещений точек осевой линии стержня для каждой из чаетот стержня. Производные функций ф< >(е) характеризуют изменение амплитудных значений угла наклона касательной к осевой линии стержня ( зо ( )). изгибающего момента (ДМ о , (е)) и перерезывающей силы (Д(31, о е)) для каждой из частот 7,о/. Полученные собственные функции для наиболее простого уравнения поперечных колебаний стержня постоянного сечения (7.66) могут быть эффективно использованы при приближенных решениях более сложных уравнений поперечных колебаний стержней с переменным сечением, нагруженных сосредоточенными динамическими силами, стержней, находящихся в потоке воздуха или жидкости, и т. д. [c.182]

При смешении газов в цилиндрической смесительной камере эжектора статическое давление газов не остается постоянным. Для того чтобы определить характер изменения статического давления в цилиндрической смесительной камере, сравним параметры потока в двух произвольных сечениях камеры 1 vi 2, находящихся на различном расстоянии от начала камеры (рпс. 9.10). Очевидно, что в сеченпи 2, находящемся на большем расстоянии от входного сечения камеры, поле скорости более равномерно, чем в сечении 1. Если принять, что для обоих сечений р = onst (для основного участка камеры, где статическое давление изменяется незначительно, это приближенно соответствует действительности), то из условия равенства секундных расходов газа [c.502]

Введем условную поверхность раздела, ограничивающую ядро постоянного расхода эжектируюш ей струи. В кольцевом канале вне этой поверхности, очевидно, G = Сг = onst. Взаимодействие потоков можно в этом случае свести к переносу количества движения через поверхность раздела, а течение эжектируемого газа в первом приближении рассматривать как движение одномерного газового потока, на который оказывают влияние внешние воздействия геометрическое — вследствие изменения площади сечения и механическое — связанное с переносом количества движения из эжектирующего потока. [c.529]

Таким образом, сверхзвуковой поток, прежде чем попасть в межлопаточный канал, проходит через бесконечную систему ударных волн с постепенно увеличивающейся интенсивностью в области между соседними ударными волнами поток разгоняется до все больших скоростей (по мере приближения его к фронту решетки). Перед участком ударной волны, расположенным у входа в межлопаточный канал, газ движется поступательно с числом Маха, равным Мта1- На этом участке происходит наиболее интенсивное торможение потока, в результате которого на выходе из межлопаточного канала устанавливается дозвуковое течение. При этом величина потерь полного давления в различных элементарных струйках, прошедших через систему ударных волн, будет различна, так как интенсивность волн падает слева направо. Следовательно, при рассматриваемом обтекании решетки идеальным невязким потоком газа в достаточно удаленном от входа сечении межлопаточного канала, где статическое давление, а значит, и направление скорости уже постоянны по его ширине, величина скорости останется переменной. С целью упрощения задачи будем предполагать, что в результате турбулентного обмена между струйками поток внутри межлопаточных каналов полностью выравнивается и в соответствии с этим за решеткой устанавливается равномерный по шагу поток с постоянными статическим и полным давлениями, причем направление этого потока совпадает с направлением пластин (угол отставания б равен нулю). Важно отметить, что сделанное здесь предположение о выравнивании потока в межлопаточных каналах существенно отличается от сделанного в предыдущем параграфе предположения о выравнивании потока в сечении далеко за решеткой. В этом последнем случае мы только несколько завышаем потери по сравнению с теми потерями, которые имеются в невязком потоке газа, оставляя при этом неизменным течение в самой решетке, а следовательно, неизменным и силовое воздействие потока на нее. Иное дело при выравнивании потока в лопаточных каналах, при котором вследствие изменения течения в самой решетке происходит не только увеличение потерь, но и изменение величины равнодействующей по сравнению с ее значением в идеальном — невязком потоке газа ). Конечно, можно предположить, что выравнивание пото- [c.90]

В 1831 г. Фарадей открыл явление электромагнитной индукции, заключающееся в ТОЛ1, что при изменении потока индукции сквозь всяки)г замкнутый контур в нем возникает электрический ток, вызываемый электродвижущей силой индукции этот индукционный ток появляется при приближении магнита пли проводника с током к замкнутому проводнику, при повороте замкнутого проводника в постоянном магнитном поле и т. и. [c.191]

Формулы (12.41)—(12.43) получены для теплообмена при постоянной плотности теплового потока на стенках трубы и относятся к стабилизированному (в гидродинамическом отношении) течению жидкости в трубе. Так как в условиях постоянной температуры трубы плотность теплового потока меняется вдоль трубы незначительно (что связано с весьма медленным изменением температуры жидкости вдоль трубы при больших х) то указанные формулы можно в первом приближении применять и для теплообмена в условиях постоянной температуры стенок трубы, внося при необходимости уточнения в йисленные коэффициенты. [c.464]

Сначала рассмотрим двухслойную модель, т.е. уравнения (3.7) и (3.9), причем для уравнения (3.9) граничные условия примем при у = Л (у = 1). Распределение скоростей в вязком подслое описывается уравнением (2.21). Однако, поскольку толщина вязкого подслоя существенно меньше радиуса потока, то, согласно современным представлениям /135, 144, 222, 261/, в пределах вязкого подслоя распределение скоростей линеаризуется, т.е. касательное напряжение считается постоянным и равным касательному напряжению на стенке трубы. Это условие при приближенных расчетах, которые присущи полуэмпирическим теориям пристенной турбулентности, особого влияния на конечные резулыаты не оказывает, тем более что и в основном турбулентном потоке касательное напряжение нередко принимается постоянным. В действительности, как следует из уравнения равновесия сил, действующих на выделенный объем потока, касательное напряжение является величиной переменной и подчиняется линейному закону. Ф. Г. Галимзянов /33 - 56/ использовал линейный закон распределения скоростей в пределах вязкого подслоя. [c.64]

Величину определеппую по формуле (19.53), называют срсднелогарифмическим температурным напором, который получен в результате теоретического решения Грасгофа для аппаратов, имеющих постоянные тепловые эквиваленты потоков и не зависящие от локальной разности температур коэффициенты теплопередачи. Следует отметить, что в испарителях и конденсаторах локальные коэфф.чциенты теплопередачи зависят от разности температур, и уравнение (19.53) является для этих условий приближенным. Если температуры сред изменяются по поверхности аппарата незначительно, то средний температурный напор можно определить как среднеарифметический 0Щ = 0,5 (бд + 0м). Среднеарифметический напор всегда больше среднелогарифмического, и при 0б/0 < 2 они различаются не более чем на 3 %. Для сложных схем движения 0 рассчитывают как для противотока и умножают на поправочный коэффициент eg, значения которого для различных схем движения приводятся в специальной литературе. Для конденсаторов и испарителей ее I. [c.250]

Учитьшая определенные ограничения аналитического подхода, в работе [16] предложено асимптотическое решение для произвольно закрученного идеального потока в соплах при постоянном значении энтропии и полной энтальпии по длине. Решение получено в виде двойных степенных разложений по параметрам, характеризующим кривизну стенки и интенсивность закрутки потока. Расчетные соотношения для различных приближений (число членов ряда), учитьюающие радиальную составляющую скорости, дают результаты, удовлетворительно согласующиеся с результатами расчетов [39, 78] при различных значениях отношения. [c.109]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...