Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...

Статьи Чертежи Таблицы О сайте Реклама

Уравнение движения для потока

Рассмотрим в плоскостях х ,у ) и (хг, уг) два линеаризированных потока со скоростями на бесконечности = 11 н и с = и<г и с числами Маха М и Ма уравнения движения для потока 1 н потока 2 можно, согласно (18), переписать в форме  [c.293]

Именно в виде этого уравнения, не отмечая его приближенности и по необоснованной аналогии с однофазной средой, как правило, записывают уравнение, сплошности сыпучей среды [Л. 4, 68, 118, 242]. Взамен общего вида уравнения движения дисперсного потока (1-37) для плотного движущегося слоя найдем  [c.288]


В некоторых случаях, например, при расчете движения пароводяного потока в глубинных слоях Земли, используется модель гомогенного течения. Эта модель была предложена для определения потерь давления при движении двухфазного потока в каналах обычных размеров. В ней принимается, что двухфазный поток ведет себя как некоторая гомогенная смесь, подчиняющаяся уравнениям движения для однофазной жид кости. Для описания гомогенной смеси необходимы средние параметры 88  [c.88]

Уравнения, описывающие изменение фазы и энергии, выведены с учетом изменения магнитного поля и частоты во времени, а также с учетом ускорения за счет бетатронного эффекта (быстроты изменения потока), изменения этого ускорения при изменениях радиуса орбиты в процессе колебаний и, наконец, потерь энергии на ионизацию и излучение. Было принято, что период колебаний фазы велик по сравнению с периодом движения по орбите. Для заряда частицы был принят заряд электрона. Уравнение (1) определяет равновесную энергию уравнение (2) определяет мгновенную энергию через равновесное значение и изменение фазы уравнение (3) является уравнением движения для фазы. Уравнение (4) определяет радиус орбиты  [c.412]

Уравнение количества движения для потоков в смесительной камере (при pi = Р2)  [c.554]

Так получаются такие основные уравнения гидравлики, как уравнение неразрывности и уравнение Бернулли для потока, закон количества движения и др.  [c.14]

При движении реальной жидкости с постоянным расходом уравнение Бернулли для потока, как известно, имеет вид  [c.129]

Теперь можно записать полное уравнение одномерного неуста-новившегося движения для потока конечных размеров  [c.204]

В заключение отметим, что дифференциальные уравнения движения (3.44) были получены для идеальной (невязкой) жидкости, которая отличается от реальной отсутствием сил трения. В специальных курсах гидравлики приводятся особые дифференциальные уравнения движения для реальной (вязкой) жидкости. Если к ним применить использованный выше прием исследования, то мы получим аналогичный результат, свидетельствующий о том, что и в реальной жидкости при плавно изменяющемся движении распределение давлений в плоских живых сечениях потока подчиняется гидростатическому закону.  [c.86]

Уравнение неустановившегося движения для потока жидкости в круглоцилиндрической трубе  [c.361]

Рис. 78. К выводу уравнения количества движения для потока несжимаемой жидкости. Рис. 78. К выводу <a href="/info/2654">уравнения количества движения</a> для <a href="/info/203252">потока несжимаемой</a> жидкости.

Уравнение квадратичной параболы неприемлемо, так как не удовлетворяется условие на поверхности при >=0 = О и = О, так как в непосредственной близости от стенки инерционные силы равны нулю в связи с практически полным торможением потока (условие прилипания). В таком случае из уравнения движения для пограничного слоя (2.239) следует, что этого могло бы не быть, если бы в уравнение параболы входил член (у/8) . В результате решения уравнения (2.243) совместно с граничными условиями (2.244) получим  [c.125]

Установить основные уравнения движения для такого течения и изучить их свойства целесообразно исходя из общих уравнений движения идеальной жидкости, последовательно вводя ограничения для перехода к цилиндрическим потокам.  [c.12]

Уравнения неразрывности и движения для потока пара в вертикальной трубе с учетом общепринятых допущений могут быть записаны в следующем виде  [c.168]

В координатах 1, х для элемента канала от сечения / до сечения (/—1) уравнение сохранения количества движения для потока в целом имеет вид  [c.146]

Уравнение сохранения количества движения для потока в целом в области 3 аналогично уравнению (4.63). Так как в области развитого кипения степень дискретности потока меняется при переходе от одного режима движения к другому (пузырьковый — снарядный — кольцевой), мы не можем присоединить к вновь полученному уравнению сохранения количества движения уравнение движения для отдельного парового пузыря. Поэтому в данной области отношение скоростей паровой и жидкой фаз ш"1ш (коэффициент проскальзывания ) ) аппроксимируется системой алгебраических уравнений, которая будет рассмотрена ниже.  [c.147]

Воздействие воздушного потока на струю и отдельные капли вызывает их деформацию и ускорение. Напишем уравнение движения для элементарного объема жидкости, равного  [c.40]

В большинстве работ, посвященных анализу движения двухфазного потока, при формировании расчетной модели записываются уравнения движения для каждой из фаз в отдельности, а также условия взаимодействия на границе раздела фаз [3, 18, 36]. Такой подход предполагает необходимость прямого или косвенного эксперимента по определению коэффициентов переноса в уравнениях движения. Это обстоятельство затрудняет возможности использования предлагаемых моделей в отсутствие прецизионных экспериментов по определению коэффициентов тепло- и массопереноса на границе раздела фаз, а также динамических характеристик самой поверхности раздела. В то же время, как отмечалось выше, предложенный в [55] и развитый в последующих работах [57, 58] подход к описанию двухфазной среды как сплошной с изотропными свойствами упрощает проблему и при этом оказывается достаточно эффективным для решения многих практических задач. В указанном подходе определяющим фактором, влияющим на гидродинамику течения и условия формирования кризиса течения двухфазного потока, является сжимаемость двухфазной среды в газодинамическом представлении.  [c.120]

Следовательно, уравнение движения для поперечного потока принимает вид  [c.28]

Для того чтобы получить уравнение движения турбулентного потока, выпишем уравнение Навье—Стокса (6.4) для несжимаемой жидкости в таком виде  [c.161]

После интегрирования уравнения (4.31) и соответствующих преобразований получим уравнение изменения количества движения для потока  [c.48]

Предложенную схему последовательных приближений можно улучшить, если известно решение уравнений движения для равномерного потока, обтекающего рассматриваемое тело. При помощи этого решения возмущенное поле может быть выражено более точно, чем в приближении точечной силы. Отраженные поля, как и прежде, будут составлять геометрическую прогрессию, и результат по-прежнему можно представить в виде суперпозиции продольной и поперечной (по отношению к линии центров) компонент. Так, в случае сферических частиц можно воспользоваться обычным выражением для стоксова поля [24] (см. разд. 4.17) при движении в направлении оси z  [c.281]


Для экспериментальных исследований создавались все более мощные сверхзвуковые трубы, в конце 40-х годов стал применяться новый тип труб — ударные трубы (первые эксперименты проведены в США в 1949 г.), получившие всеобщее признание в 50-х годах. Усовершенствование оптического метода позволило получать более четкие картины течений, проследить процесс появления скачков уплотнения, уточнить структуру течения. Экспериментальные исследования в значительной мере способствовали выяснению причин появления скачков уплотнения, условий устойчивости ударных волн, структуры ударной волны, характера взаимодействия скачков, характера потока за скачком. Эти вопросы подверглись и теоретическому изучению. В 1939 г. А. Е. Донов предложил аналитическое решение задачи о вихревом сверхзвуковом течении. Он исследовал такое течение около профиля, рассматривая некоторые комбинации дифференциальных уравнений характеристик, а также выражения для дифференциала функции тока. Затем А. Ферри (1946) с помощью метода последовательных приближений определил систему характеристик уравнения движения для вихревого сверхзвукового течения, составленного Л. Крокко в 1936 г. Пример точного решения плоской вихревой задачи газовой динамики привел И. А. Кибель (1947), это ре-  [c.326]

В заключение отметим, что структура уравнения Фоккера-Планка полностью определяется тем обстоятельством, что уравнения движения для базисных динамических переменных а г) имеют форму локальных законов сохранения. Поэтому подход к теории флуктуаций, основанный на уравнении Фоккера-Планка, применим к самым различным системам гидродинамического типа . Специфика рассматриваемой системы проявляется в выборе базисных переменных а (г), а также в конкретной форме функционала энтропии 5(а), локальных потоков jVn(i fl) и кинетических коэффициентов тп(г а).  [c.229]

Начнем с локальных потоков. Уравнения движения для базисных динамических переменных е(г, ), j(r, ) и g r,t) имеют вид законов сохранения  [c.234]

Приближенно силу F давления жидкости на открытый клапан, представленную выражением (3.75), можно оцеиитЕ. при помощи уравнения количества движения для потока в области, ограничен-пой контрольными сечениями 1 — 1 ш 2 — 2 (си. рис. 3.74, а). Принимая равномерное распределение скоростей н г,,, и давлений  [c.368]

Для определения критерия проточности дисперсных систем воспользуемся выводом дифференциального уравнения движения дисперсного потока, которое приведено в 1-4. Рассмотрим отношение сил инерции к силам трения, действующим в элементе движущейся дисперсной системы. Соотношение этих сил определяет характер движения. При этом независимо от взаимона-правления движения компонентов будем рассматривать их перемещения относительно внешних границ системы — стенок устройства. Тогда си та инерции определится для элемента всей дисперсной системы как (индексы координатных осей опускаем)  [c.16]

Эти критерии получены на основе анализа дифференциальных уравнений движения закрученного потока в трубе в проекциях на оси хкув приближении погра ничного слоя. Использование этого приближения для течений с интенсивным радиальным градиентом давления требует дополнительного исследования и тщательного обоснования, отсутствующего в цитируемых публикациях. Достаточность этих критериев для описания течения закрученных потоков в теплообменных аппаратах, циклонах, горелоч-ных устройствах с предварительной закруткой потока некоторых классов не обеспечивается, когда речь идет об интенсивно закрученных потоках, которые наблюдаются в камерах энергоразделения вихревых труб [15, 62, 196]. Это связано с неоднозначностью обеспечения подобия режимов течения в них при равенстве приведенных выше критериев. Вопрос о подобии потоков в камерах энергоразделения в вихревых трубах интересует исследователей достаточно давно [15, 18, 29, 40, 47, 62, 70, 204]. Пытаясь объяснить наблюдаемые эффекты по энергоразделению турбулентным противоточным теплообменом, А.И. Гуляев предположил, что в геометрически подобных вихревых трубах режимы подобны тогда, когда одинаковы такие критерии, как показатель изоэнтро-пы к= С /С , число Рейнольдса Re-= Kp i/v, число Прандтля Рг = v/a, число Маха М = и безразмерный относительный  [c.10]

Для плавноизменяющегося движения в пределах живых сечений потока ускорения и силы инерции столь незначительны, что ими можно пренебречь. Если составить уравнение движения для поверхности живого сечения, оно будет аналогично зависимостям для случая покоя жидкости. Следовательно, можно утверждать, что в пределах живых сечений плавноизменяющегося потока давления распределяются по закону гидростатики, т. е. согласно уравнению (24) gz + р/р = onst.  [c.109]

Физические процессы в ветродвигателе с горизонтальной осью вращения можно рассмотреть, записав уравнение количества движения для потока идеального газа. Пусть поток идеального газа с плотностью р и скоростью V воздействует на ветроколесо, которое ометает площадь А (рис. 5.28). Пусть невозмущенные значения скорости и давления слева от ветроколеса равны V, ро, а справа — V—У) и Ро. При подходе к ветроколесу скорость воздушного потока падает до V—v и при его пересечении меняется плавно. Значения изменения скорости v и I l не равны друг другу. Запишем уравнение Бернулли для потока  [c.106]

В настоящей работе поставлена задача вывести зависимости для определения энергетических потерь на трение в двухфазных потоках. Рассмотрим системы жидкость+твердые частицы, жидкость+пузырьки газа. Для решения поставленной задачи воспользуемся совместными уравнениями движения двухфазных потоков в форме Франкля—Дюнина [1—3 и др.]. Для стационарного потока они запишутся так  [c.138]


В частности, в [Л. 76] из физических условий взаимодействия твердых частиц н потока псевдоожижающего агента получена незамкнутая система уравнений движения. Для ее замыкания автор ввел представление о существовании некоторых изотропных микро-возмущеннй, не вскрывая их природы. Далее, для получения решений принято представление о взаимопроникновении обеих фаз (твердой и газовой). Оно не противоречит дискретности структуры псев-доожиженного слоя, так как в одной и той же точке слоя в разные моменты времени может находиться любая из фаз.  [c.12]

Поверхностный тепловой поток после отделения струи от дна раЛекается по поверхности водоема вследствие гидростатического выталкивания. Для расчета используют уравнения движения для двумерных потоков (20) — (21) при ф = 0 = О, проинтегрированные по поперечному сечению  [c.166]

Хамнлек и Джонсон [8-10] получили численное решение уравнения движения для ламинарного смывания недеформируемого жидкого шара стационарным потоком сплошной среды с другими свойствами. Линии тока в капле были рассчитаны при O Re SO и где Цк,  [c.197]

Движение двухфазных смесей будем рассматривать применительно к течению в вертикальных трубах боль-щой длины для различных агрегатов, когда можно двухфазную среду принять квазигомогенной. В этом случае при изучении нестационарного движения в целом для всего потока можно написать уравнение движения для одномерного течения гомогенной двухфазной среды с учетом скольжения легкой фазы (в нашем случае скольжение пара в воде за счет архимедовой силы). С учетом указанных выше обстоятельств основные уравнения для потока пароводяной смеси в вертикальных 76  [c.76]

Воспользуемся этой оценкой толщины пограничного слоя для вывода уравнений пограничного слоя из уравнений газовой динамики. Рассмотрим переход от уравнения для -компоненты в системе Навье—Стокса [первое уравнение системы (1-4)] к уравнению для дг-компоненты пограничного слоя в потоке газа с большой скоростью. Как показано на рис. 1-1, х и (/ — ортогональные координаты. Скорость в направлениях х и у обозначим соответственно через ими. При отсутствии массовых сил и стационарном двумерном течении уравнение движения для х-ко.мпоненты можно написать в виде  [c.20]

Для многофазных и двухфазных сред уравнения движения и энергии формулировались уже неоднократно многими авторами, в основном применительно к теории фильтрации, пневмо- и гидротранспорту, пылепрнготовлению и др. Так, В. Н. Щелкачевым были получены уравнения фильтрации с учетом изменения пористости при изменении давления среды [Л. 182]. Система основных дифференциальных уравнений для двухкомпонентных сред при некоторых упрощениях получена была Н. А. Слезкиным [Л. 143]. Эти уравнения, записанные для отдельных фаз, справедливы в случае переноса количества движения и энергии от одной компоненты к другой. Теория взвешенных мелкодисперсных наносов, разработанная Шмидтом, получила широкое распространение для расчетов потоков растворяемых частиц и коллоидных суспензий. Осредненные уравнения движения для газо- и парожидкостных смесей с учетом фазовых переходов были получены С. Г. Телетовым [Л. 152]. Более строгий вывод основных осредненных уравнений для отдельных компонент был выполнен Ф. И. Франклем.  [c.42]

Влияние газового потока па ламинарное течение пленки впервые было рассмотрено П. А. Семеновым [113] в начале 40-х годов. Полученные им зависимости хотя и не учитывают процессов волнообразования на поверхности пленки, однако позволяют наглядно понять сущность явления захлебывания, которое происходит в трубках с увеличением скорости газа и переходом от нисходящего к восходящему течению пленки. В более общем виде аналитическое решение уравнений движения для расслоенного ламинарного течения жидкости и газа между параллельными бесконечными пластинами и в круглой трубе с плоской поверхностью раздела фаз было получено в 1946 г. С. Г. Телетовым [123]. Несколько позже (1961 г.) Н. И. Семеновым и А. А. Точигиным 1112] была решена задача расслоенного ламинарного течения жидкости и газа с невозмущенной поверхностью раздела фаз в виде дуги любой кривизны. Расслоенное ламинарное течение при наличии переноса массы (конденсация, испарение) изучалось Г. Г. Черным [143] и Г. А. Бедой [5]. К данному направлению теоретических исследований следует отнести также работы В. А. Успенского [131], С. В. Рыжкова и А. Н. Майбороды [81, 110], а также Б. И. Конобеева [64, 65], который упростил решение П. А. Семенова, отбросив члены, учитывающие воздействие сил тяжести на движение пленки. Следует отметить, что подобный подход к рассматриваемой задаче является допустимым только при больших скоростях газового потока. Однако в этих условиях поверхность пленки покрыта волнами, а следовательно, необходимо рассматривать не ламинарное, а ламинарно-волновое течение.  [c.184]

В предыдущих подразделах рассматривалось стационарное (установившееся) течение газа, при котором параметры газового потока в каждой точке пространства принимаются постоянными по времени. В авиационных двигателях и их элементах весьма большую роль играют переходные режимы, для которых характерно весьма быстрое изменение параметров газового потока во времени. Течение газа в этом случае является нестационарным (неустано-вившимся), т. е. в каждой точке пространства параметры газа являются функциями времени. При этом в целях упрощения, как и в случае установившегося течения, движение газа может рассматриваться условно одномерным. Ниже дается вывод уравнений движения для нестационарного одномерного течения газа.  [c.33]

Н. А. Слезкин [88] вывел уравнения движения для суспензий, в которых этот эффект гипотетически налагается на силы, уже вычисленные из уравнений медленного движения. Слезкин и Шустов [90] в последуюш,ем применили эти уравнения для определения сил, действуюш их на частицы, взвешенные в ламинарных потоках. Во всех случаях эффекты взаимодействия между частицами не рассматривались, так что этот анализ применим главным образом к разбавленным системам.  [c.424]

Известные методы решения линейного уравнения Лапласа для потока несжимаемой жидкости, такие, например, как построение гидродинамической сетки, уже неприменимы для нелинейного уравнения в частных производных (14-21), описывающего движение сжимаемой жидкости. Поэтому, даже если ограничиться изэнтропи-ческим движением идеального газа, анализ становится чрезвычайно сложным. Существующие способы решения нелинейного уравнения многомерного движения сжимаемой жидкости можно разделить на две группы. Обе они выходят за рамки настоящей книги, и в эту главу включено лишь краткое их описание. Подробное рассмотрение можно найти в различных курсах по газовой динамике [Л. 11, 23 ].  [c.353]

Относительная скорость потока в плоскости вращения обусловлена вращением винта и скоростью полета вертолета вперед ее составляющие равны Ыг = г + Ц sin гр и Ur = i os j (см. гл. 5). Отсюда следует, что аэродинамические силы, определяемые только скоростями Ut и Ur, ЗаВИСЯТ лишь от Л. Угол установки лопасти 9 и нормальная скорость ыр зависят от режима работы винта, в частности от коэффициента силы тяги и от ц. Следовательно, те аэродинамические силы, в выражения которых входят постоянные значения 6 пли Up требуют для своего определения.знания угла атаки и нагрузок на данном режиме работы. При полете вперед скорость лопасти и нагрузки на нее периодически изменяются вследствие одновременного вращательного и поступательного движения лопасти, что приводит к периодическим коэффициентам в уравнениях движения. На висении и на вертикальных режимах полета винт находится в осесимметричном потоке, так что уравнения движения для этих случаев имеют постоянные коэффициенты.  [c.514]



Смотреть страницы где упоминается термин Уравнение движения для потока : [c.50]    [c.121]    [c.146]    [c.51]    [c.247]    [c.55]    [c.447]   
Техническая термодинамика и теплопередача (1986) -- [ c.165 , c.167 ]



ПОИСК



Влияние формы сечения потока. Главное уравнение для скоростей движения потока воздуха без учета влияния коэффициента трения или с учетом язменення его значений. Общий порядок расчета проветривания крыш

Гидравлическое уравнение кинетической энергии (уравнение Бернулдля целого потока реальной (вязкой) жидкости при установившемся движении

Гидравлическое уравнение количества движения для установившегося потока

Жидкость Движение установившееся относительное— Уравнение потока

Жидкость Неустановившееся движение — Уравнение потока

Интегрирование уравнений неравномерного движения грунтового потока

Местные потери напора при турбулентном напорном установившемся движении жидкости. Соединение и разделение потоков. Уравнение Бернулли для установившегося движения легкой и невесомой жидкости

Обтекание тел вращения сверхзвуковым установившимся потоком газа Уравнение движения

Общие уравнения движения потока реальной несжимаемой жидкости

Одномерное движение двухфазных сред Энергетические характеристики потока 5- 1. Основные уравнения одномерного течения. Энтальпия торможения

Определения, основные уравнения движения и свойства цилиндрических потоков идеальной жидкости

Основное уравнение неустановившегося движения для потока в цилиндрическом трубопроводе

Плавно изменяющееся движение. Уравнение неразрывности потока

Поток—см. Движение

Применение основных уравнений движения потоков для измерения скоростей и расходов жидкости

Стержень в потоке воздуха или жидкости Стержень плоский, уравнения движения

Стержень в потоке воздуха или жидкости уравнения движения

УРАВНЕНИЯ ДВИЖЕНИЯ РЕАЛЬНОЙ (ВЯЗКОЙ) ЖИДКОСТИ 5- 1. Уравнение Бернулли для струйки реальной жидкости в установившемся потоке

Уравнение Бернулли для потока при установшемся плавно изменяющемся движении вязкой жидкости

Уравнение Бернулли для потока реальной жидкости при плавно изменяющемся движении

Уравнение Бернулли для целого потока реальной (вязкой) жидкости (уравнение баланса удельной энергии) при установившемся движении

Уравнение Бернулли для целого потока реальной жидкости, учитывающее локальные силы инерции жидкости (уравнение баланса удельной.энергии при неустановившемся движении)

Уравнение движения двухфазного потока в гидравлической форме

Уравнение движения частицы в потоке газа или жидкости — Правила моделирования движения взвеси

Уравнение для потока

Уравнение количества движения. Давление потока па стенки

Уравнение неустановившегося движения для потока жидкости в круглоцилиндрической трубе

Уравнения Рейнольдса осредненного турбулентного движения слоя в газовом потоке

Уравнения Чаплыгина для исследования движения газовых потоков с большими дозвуковыми скоростями

Уравнения движения двухфазного потока

Уравнения движения двухфазного потока в гидродинамической форме и основные критерии подобия

Уравнения движения и свойства винтового потока вязкой несжимаемой жидкости

Уравнения движения потока через проточную часть

Уравнения движения потоков идеальной жидкости

Уравнения движения системы с гидротрансформатором при возмущении силового потока со стороны входного звена

Уравнения движения системы с гидротрансформатором при возмущении силового потока со стороны выходного звена

Уравнения движения струй жидкости в потоке газа

Уравнения неразрывности для элементарной струйки и потока жидкости при установившемся движении

Установившееся неравномерное движение жидкости в непризматических руслах при пространственном изменении очертания потока Дифференциальное уравнение неравномерного движения жидкости в непризматических руслах с пространственным изменением очертания потока

Шжвж 2. Вывод уравнений для скорости движения потока воздуха в чердачном пространстве



© 2025 Mash-xxl.info Реклама на сайте