Масса шара присоединенная

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]

Отсюда следует, что шар в жидкости будет двигаться под действием некоторых сил Р так же, как он двигался бы в пустоте,если бы его масса изменилась на р. Величина р называется присоединенной массой шара. Она равна половине массы жидкости, вытесненной сферой. Присутствие внешней среды (жидкости) сводится только к увеличению инерции шара. [c.187]

Здесь первый член представляет стационарную формулу Стокса (147), во втором нетрудно узнать инерционную составляющую сопротивления, соответствующую наличию присоединенной массы шара. [c.409]

Получается, что во всех случаях присоединенная масса шара А возрастает от присутствия неподвижного шара В ср. 93. [c.164]

ВНОВЬ. Присоединенную массу шара [c.448]

Мы видим, что поступательное движение шара в жидкости происходит так, как оно происходило бы в пустоте, если бы масса шара т увеличилась на присоединенную массу [c.389]

Расчеты относительного коэффициента присоединенной массы шара X = Ът/(па ) по асимптотической формуле (3.2) показали, что с ее помощью можно достоверно определить те глубины, на которых влияние неподвижных твердых границ бассейна начинает сказываться уже существенно. Основанием для такого вьшода служит сравнение численных результатов, полученных с помощью двух и трех членов асимптотической формулы (3.2). Так, например, при hid = 0.5, 5 = 2.48, где 5 = h/a, hid О и 5 = (h + d)li/a, hid < О, соответствующие приближения коэффициента X равны [c.120]

Хт — коэффициент присоединенной массы (%т = V2 — для шара) [c.12]

Присоединенная масса для шара радиусом г [23] [c.107]

Величина кМ называется присоединенной массой, а (M + kM )—виртуальной массой. При известном k движение тела может рассматриваться как бы без учета присутствия окружающей жидкости, но с массой, увеличенной на присоединенную, массу жидкости. Коэффициент присоединенной массы зависит от формы тела и характера движения тела в жидкости. В предположении о безвихревом (потенциальном) обтекании он может быть получен теоретическим путем. При этом оказывается, что для цилиндра, ориентированного своей образующей перпендикулярно направлению движения, ft=l,0, для шара А = 0,5, а для эллипсоида вращения, большая ось которого параллельна направлению движения и вдвое превышает малую ось, fe = 0,20. Экспериментальные данные для тел, совершающих гармонические колебания в реальных жидкостях, дают хорошее совпадение с результатами расчета на основе теории потенциального движения (Л. 2]. [c.397]

Для низких частот присоединенная масса, как следует из (1.3.17), равна утроенной массе жидкости, вытесненной шаром. [c.207]

Таким образом, для низких частот присоединенная масса равна половине массы жидкости, вытесненной шаром. [c.211]

Коэффициенты присоединенных масс . Свойство симметрии. Присоединенная кинетическая энергия. Определение присоединенных масс поступательно движущегося цилиндра, шара и [c.441]

При ускоренном движении тела в жидкости без трения сопротивление возникает, однако это сопротивление такого рода, как если бы масса тела увеличилась на величину массы жидкости, увлекаемой телом при своем движении. Для шара величина такой присоединенной массы равна половине массы жидкости, вытесняемой шаром. Так как при возникновении движения из состояния покоя вначале образуется всегда приближенно потенциальное течение, то понятие о присоединенной массе имеет значение и для реальных жидкостей. [c.247]

Пример 2. Вычислим теперь кинетическую энергию и коэффициент присоединенной массы для случая шара, движущегося в жидкости.Потенциал скоростей для потока, обтекающего неподвижный шар, выражается, как известно, из кинематики жидкости, следующей формулой [c.320]

Отсюда следует, что объем присоединенной массы для шара радиуса ро равен [c.322]

В таблице заключаются, как частный случай, найденные в предыдущем параграфе значения коэффициентов присоединенной массы для шара (Я=1) и для бесконечно длинного кругового цилиндра (Я=со). Значения коэффициентов присоединенной массы для эллипсоидов всех других удлинений заключаются между этими двумя предельными значениями (0<А <0,5 [c.331]

Несмотря на то, что величина т у /2 не выражает полной кинетической энергии кавитационного течения (которая равна бесконечности), понятие присоединенной массы кавитационного течения (с некоторой осторожностью )) можно использовать для объяснения экспериментально наблюдаемой зависимости величины коэффициента сопротивления шара при изменении параметра о, равного отношению плотности шара к плотности жидкости. -Мэй ) получил приближенную зависимость Сс(о) = = 0,28/(1 -I-0,1 Зо" ), которой соответствует присоединенная масса кавитационного течения, равная приблизительно 25% обычной величины присоединенной массы. [c.316]

А. Рассмотрим схему создания шара путём его последовательного наращивания до тех пор, пока шар не примет нужные размер и массу. В результате будет получен потенциал (1). Материальные точки мысленно перемещаем из бесконечности, где достигается максимум потенциальной энергии, и присоединяем к промежуточному шару массы т и радиуса а. В качестве материальной точки принимается элементарная масса с1т, которая после присоединения распределяется по сферическому слою радиуса а и толщины а (по эквипотенциальной поверхности). [c.249]

Влияние дна на величину присоединенной массы при вертикальном ударе тел вращения изучалось в [18, 56, 101]. Н. Е. Жуковским [56] рассмотрена задача об ударе жесткого шара, плавающего на поверхности жидкости, заключенной в сосуд полусферической формы. [c.46]

В такой постановке в [18] вычислено распределение давления на поверхности шара и на дне. Присоединенная масса жидкости в этом случае определяется выражением [c.47]

В случае вертикального удара шара при к 2,5/ влиянием дна практически можно пренебречь. Ошибка в определении присоединенной массы и максимального давления при этом не будет превосходить 5%. [c.47]

Присоединенная масса (ось х направлена в сторону движения шара) в этом случае равна [c.57]

На низких частотах присоединенная масса равна утроенной массе жидкости, вытесненной шаром. С увеличением частоты масса М уменьшается до нуля. [c.108]

Расчеты траекторий движения поплавка на границе раздела двух идеальных жидкостей с учетом излучения плоских волн [3] удовлетворительно согласуются с данными лабораторных экспериментов [4]. В непрерывно стратифицированной среде присоединенная масса сфероида убывает с увеличением частоты его колебаний со, если она превосходит локальную частоту плавучести среды ш > при этом бегущие внутренние волны не возбуждаются [5]. Расчеты свободных колебаний шара возле горизонта нейтральной плавучести в идеальной стратифицированной жидкости хорошо согласуются с лабораторными измерениями двух первых колебаний (для большого тела расхождение не более 10%, несколько хуже - для малого [6]). [c.39]

Шар совершает затухающие колебания около горизонта нейтральной плавучести (кривая /, /-система), причем начиная со второго колебания большую часть времени пребывает выше уровня нейтральной плавучести. Длительность первых двух полу-периодов максимальна и составляет 7 с. В последующих колебаниях длительность фаз всплытия над уровнем нейтральной плавучести последовательно составляет 7 7,3 7,7 5,5 6,9 с, фаз погружения - 7 6,6 6,3 6 5,3 6,25 с (полные периоды колебаний Т -= 14 13,9 14 11,5 12,2 с, отсчет ведется от первого пересечения уровня нейтральной плавучести, I = 5,5 с). Период первых колебаний меньше рассчитанного в модели идеальной жидкости с учетом присоединенной массы Г, = 16,8 с [1], но превосходит период плавучести среды 7/,= 13,4 с. [c.45]

Можно представить себе следующую схему движения газа в какой-либо элементарной шаровой ячейке, т. е. в элементарном объеме, ограниченном сферическими поверхностями элементов. Максимальная скорость Vq жидкости в струйке возникает в наиболее узком сечении ячейки (просвете), относительная площадь минимального сечения обозначается п. Распространяясь в пространстве между щарами, струя расширяется, отрывается от сферических стенок и подмешивает к себе частицы относительно неподвижного газа, находящиеся в застойной зоне у поверхности шаров. Расширение основной струи происходит до встречи с последующим рядом шаров, отстоящим от предыдущего на величину высоты ячейки /г, после чего начинается сужение сечения и разгон струи. Присоединенные массы могут при этом частично отслаиваться от ядра струи и совершать возвратное движение к устью струи. Конечно, при своем движении через шаровые твэлы отдельные струи могут сливаться или, наоборот, дробиться на несколько отдельных струек, на можно себе всегда представить такую элементарную шаровую ячейку, где происходит именно такой процесс разгона и торможения элементарной струйки. [c.40]

Присоединенная масса осциллирующего шара определяется формулой [c.211]

Значение Ми для секториального излучателя 1-го порядка равно присоединенной массе зонального излучателя 1-го порядка, т. е. осциллирующего шара, что вполне понятно, так как секториальный излучатель 1-го порядка представляет зональный излучатель с осью, повернутой на 90°. [c.245]

Наиболее ранние результаты получены для шаров Бауэром 2<), который нашел Св(0) =0,30. Этот результат, по-види-мому, надежен с погрешностью 10%, хотя экспериментальные наблюдения требуют некоторых поправок. Например, если понятие присоединенной массы применимо к кавитационному движению (см. гл. XI, п, 6), то лобовое сопротивление О должно изменяться с изменением ускорения а, согласно формуле О = та 1+ок), где т—масса снаряда, а — отношение плотности жидкости к плотности снаряда и k = k Q)—коэффициент присоединенной массы, зависящей от формы снаряда [7, гл. VI]. Член ак обычно пе учитывается нри нзмерениял коэффициента сопротивления каверны Со. [c.298]

В главе II (раздел 3) показано, что решение задачи об оптимальном по расходу энергии перемещении шара в предположении квазистационарности обтекания приводит к относительной ошибке в оптимальных энергетических затратах всего лишь порядка 0.02 % (предполагается, что числа Рейнольдса Ке < 1 ). Пестационарность обтекания может быть частично учтена путем введения присоединенной массы [11, 33. [c.32]

На основе развития этих идей А. С. Повицким (1935) были разработаны теоретические методы расчета посадочного удара гидросамолетов. Развитие теории и фактические данные испытаний моделей и натурных гидросамолетов позволили выработать методы расчета посадки гидросамолетов (Л. И. Седов, Н. Н. Подсева лов, И. П. Абрамов, А. С. Повицкий, А. И. Мартынов см. Справочник авиаконструктора , ЦАГИ, 1937). Опыты по удару о воду падающих клиньев и диска опубликованы Р. Л. Крепе в 1939 г. Однако обработка опытов показала, что присоединенная масса получается больше, чем для таких же плавающих тел. Удовлетворительного объяснения этому эффекту в то время не было найдено. Теория приближенного вычисления сил сопротивления при симметричном падении на воду конусов и других тел вращения с криволинейными образующими (например, шаров) разработана на основе дальнейшего развития приближенных методов расчета. [c.47]

Аппроксимация смоченной поверхности шара полуэллипсоидом (без учета встречного движения жидкости). Представим погруженную часть шара в виде половины эллипсоида вращения с полуосями Н я Ь Н Ь). Ударная присоединенная масса ш в этом случае будет (см. 4) [c.90]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...