Энергия кинетическая несжимаемой

Энергия кинетическая несжимаемой жидкости при потенциальном движении 164, 173, 192 [c.568]

Основа магнитогидродинамического (МГД) метода генерирования электрической энергии —использование взаимодействия электропроводной жидкости с магнитным полем для преобразования части энергии жидкости непосредственно в электрическую энергию. У несжимаемой жидкости преобразуется ее кинетическая энергия, у сжимаемой — как кинетическая, так и тепловая энергия. [c.255]

Пример способа использования этих уравнений находим при рассмотрении кинетической энергии К несжимаемой жидкости, движущейся потенциально в области объема и поверхности 5 [c.74]

Кинетическую энергию движения несжимаемой жидкости через данный канал можно выразить через плотность о и скорость переноса, или потока, X, потому что при рассматриваемых условиях характер движения всегда один и тот же. Так как 7 необходимо меняется пропорционально р и Х , мы можем положить [c.172]

Таким образом, обратимые изотермические стационарные процессы, в которых изменения кинетической и потенциальной энергии незначительны, являются также адиабатными для несжимаемых жидкостей. [c.53]

Входящий в (11,2) вектор А связан определенным образом с полным импульсом и с полной энергией жидкости, обтекающей движущееся в ней тело. Полная кинетическая энергия жидкости (внутренняя энергия несжимаемой жидкости постоянна) есть [c.49]

Полная кинетическая энергия несжимаемой жидкости равна [c.78]

Располагаемая кинетическая энергия (т. е. полезная внешняя работа / ) равняется разности работы адиабатического расширения газообразных продуктов сгорания 34 = ( 3 — 4) и работы /Ц затрачиваемой на привод насосов так как топливо и жидкий окислитель практически несжимаемы, то Гн будет равна р — pi) Vi, причем вследствие того, что процесс в насосе может считаться адиабатическим, [c.567]

Чтобы выяснить смысл первого члена правой части, рассмотрим частный случай несжимаемой жидкости и обозначим через кинетическую энергию единицы ее объема [c.125]

Уравнение переноса кинетической энергии пульсационного движения можно получить исходя из уравнений движения (1.32) с помощью следующей процедуры (для простоты будем рассматривать течение несжимаемой жидкости). Вначале произведем осреднение уравнений движения, воспользовавшись подстановкой соотношений (1.74). Полученную систему уравнений осредненного движения вычтем из исходной системы нестационарных уравнений (1.32). Каждое из полученных после вычитания уравнений умножаем на соответствующую компоненту пульсационной составляющей вектора скорости и, v, w. После осреднения и суммирования полученных уравнений придем к уравнению для кинетической энергии пульсационного движения [c.51]

Таким образом, с энергетической точки з рения уравнение Бернулли можно сформулировать так при установившемся движении невязкой несжимаемой жидкости вдоль трубки тока сумма удельных энергий — потенциальной (положения и давления) и кинетической — есть величина постоянная. Иначе говоря, уравнение Бернулли выражает собой закон сохранения механической энергии применительно к жидкости. [c.98]

Равенство (14.11) показывает, что кинетическая энергия потока увеличивается [d(m /2)>0], когда сумма потенциальных энергии внешних силовых полей уменьшается [суммарное приращение d (ру)+ -hd (g/i) < 0). Поскольку приращение потенциальной энергии, взятое с обратным знаком, равно работе сил поля , заключаем й потоке несжимаемой жидкости в кинетическую энергию преобразуется работа внешних силовых полей, поля гравитации и поля давлений. [c.200]

Из-за постоянства давлений в камере при смешении несжимаемой жидкости величина ДЯ — потеря кинетической энергии, представляет собой общие потери механической энергии. Эта потерянная энергия идет на нагревание, подобно энергии, теряемой при неупругих ударах, когда также происходит выравнивание скоростей. Справа в (9.29) стоит увеличение внутренней энергии после смешения. Из (9.29) можно вычислить температуру смеси Г3. [c.118]

Для кинетической энергии Е некоторого объема V идеальной несжимаемой жидкости, ограниченного поверхностью 5, имеется формула (12.16). Рассмотрим случай, когда объем V не ограничен, а на бесконечности выполняется условие (12.17). Тогда для потенциала ф в окрестности бесконечно удаленной точки будет справедливо разложение (12.24). Возьмем поверхность 8, состоящую из 2 — поверхности тел, находящихся в жидкости и охватывающей их поверхности 2J, которую потом устремим в бесконечность, тогда [c.172]

Таким образом, кинетическая энергия неограниченного объема несжимаемой жидкости конечна, если в этом объеме происходит регулярное потенциальное течение и скорость течения в бесконечности равна нулю. [c.173]

Капельные жидкости являются практически несжимаемыми средами их плотность почти не зависит от давления. Поэтому при торможении такой среды ее кинетическая энергия переходит целиком в энергию давления р/р, тогда как внутренняя энергия жидкости и ее температура остаются неизменными. При торможении потока капельной жидкости, набегающей на неподвижное препятствие, прирост энергии давления составляет [c.269]

Сравнивая это выражение с соотношением (10-9) для несжимаемой жидкости, можно видеть, что в газовом потоке только часть, равная (k— )lk от всей кинетической энергии, переходит в энергию давления. Для воздуха, например, й = 1,4, и эта доля составляет лишь 0,285. Остальная часть кинетической энергии в количестве 0,715 (ш 2) идет на увеличение внутренней энергии газа и его температуры. [c.270]

Для несжимаемой жидкости из (4-6в) можно получить выражение возрастания кинетической энергии между сечениями 1 и 2 [c.170]

Процесс истечения характеризуется преобразованием энергии давления упругой жидкости в кинетическую энергию ее движения. Рассмотрим сначала случай истечения из насадка сопла несжимаемой жидкости. Возьмем цилиндрический сосуд сечением F, переходящий в узкий насадок сечения / (фиг. 62). [c.135]

В полуэмпирических методах расчета турбулентного пограничного слоя используются также интегральные уравнения количества движения, кинетической энергии и момента количества движения с учетом рейнольдсовых нормальных напряжений. Для несжимаемой жидкости эти уравнения имеют вид [c.35]

Запишем уравнение кинетической энергии для пограничного слоя несжимаемой жидкости в виде [c.82]

РАСЧЕТ ТРЕНИЯ В ТУРБУЛЕНТНОМ ПОГРАНИЧНОМ СЛОЕ НЕСЖИМАЕМОЙ ЖИДКОСТИ НА ОСНОВЕ ИНТЕГРАЛЬНОГО УРАВНЕНИЯ КИНЕТИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ [c.308]

По известному распределению скорости потенциального потока несжимаемой жидкости косвенно оценивается гидродинамическое качество решетки в действительном потоке сжимаемой и вязкой жидкости, а именно, возможность и место появления сверхзвуковых скоростей и отрывов потока, величина потерь кинетической энергии из-за трения, соответствие расчетного угла входа потока в решетку заданному и т. д. [c.27]

Если все потери кинетической энергии в решетке при расчетном угле входа р, = р,р рассматривать как потери в местных гидравлических сопротивлениях при течении несжимаемой жидкости, то их следует считать пропорциональными квадрату местной скорости. Разделяя условно эти потери на потери на входном участке, в межлопаточном канале и на выходе из решетки, можно написать [c.413]

При нерасчетных углах входа р Ф р[р возникают дополнительные потери. В случае решетки пластин в потоке несжимаемой жидкости, как указывалось в 32, эти потери в точности определяются кинетической энергией, соответствующей потерянной скорости, которая [c.413]

Для замыкания уравнений, описывающих осредненное движение в турбулентных потоках, в ряде работ используется дифференциальное уравнение баланса кинетической энергии турбулентности. В данной работе на основе этого соотношения получено дифференциальное уравнение для турбулентной вязкости. Проведены численные расчеты несжимаемых неавтомодельных турбулентных и переходных течений в следе, струе и пограничном слое, уточнены универсальные постоянные, входящие в уравнение для вязкости. Аналитическими и численными методами исследовано течение в следе и пограничном слое с большими продольными градиентами давления. Получены безразмерные критерии, определяющие характер воздействия градиента давления на осредненное течение и турбулентную вязкость. [c.547]

Безвихревое движение идеальной несжимаемой жидкости обладает многими интересными свойствами. Докажем следующую теорему Кельвина если на границе некоторой односвязной области вихревое движение совпадает с безвихревым, то кинетическая энергия безвихревого движения в рассматриваемой области меньше кинетической энергии вихревого движения. [c.165]

Теорему Кельвина можно доказать, основываясь на том, что скорости в безвихревом движении представляются градиентом потенциала скоростей, и что дивергенция скорости несжимаемой жидкости равна нулю как для безвихревого, так и для вихревого движения. В самом деле, условимся обозначать символом А разность между соответствующими элементами вихревого и безвихревого движения. Тогда будем иметь следующее выражение для разности кинетических энергий [c.165]

Из теоремы Кельвина следует, что если на границе односвязной области скорости равны нулю, то единственным возможным безвихревым движением несжимаемой жидкости внутри такой области является покой. Действительно, всегда можно представить себе произвольное (вихревое ), сколь угодно медленное движение, при котором скорости на границе области равны нулю кинетическая энергия такого вихревого движения будет как угодна мала, а кинетическая энергия соответствующего по теореме Кельвина безвихревого движения, будучи положительной величиной, меньшей другой сколь угодно малой величины, должна быть тождественно равна нулю во всей области. [c.166]

Первый член равен плотности потенциальной энергии в волне. В плоской волне имеется только такой член. Остальные слагаемые — добавочные по сравнению со случаем плоской волны — обусловлены наличием неволновой части скорости. Последнее слагаемое — квадрат неволнового члена — всегда положительно оно равно кинетической энергии в несжимаемой жидкости при такой же временной зависимости давления. Это видно, если положить в (90.5) с = оо (и в коэффициентах, и в выражении для давления), (вреднее слагаемое—произведение волнового и неволнового членов — может принимать как положительные, так и отрицательные значения. Для гармонической волны его среднее значение за период равно нулю. Для непериодического движения его среднее значение за длительный промежуток времени стремится к нулю по мере увеличения времени усреднения. Таким образом, в средних величинах нужно учитывать только первый и третий члены. Следовательно, кинетическая энергия в сферической волне в среднем больше, чем потенциальная (в плоской бегущей волне эти величины равны друг другу). [c.297]

Видно, что piAi 0, что вполне естественно, так как в рассматриваемом случае p Ai = — скорость диссипации, т. е. определяет диссипацию кинетической энергии в тепло в несжимаемой жидкости. Последнюю формулу можно также представить несколько в другом виде, если учесть (3.6.23) [c.167]

Поскольку жидкость несжимаема, внутренняя энергия рассматриваемого объема не меняется при его перемещении, и в уравнение кинетической энергии в.х сдит только работа внешних сил. При перемещении выделенной via bi жидкости из положения I—II в положение Г—// вес жи.хкостн в объеме с работу не совершает, и, следовательно, работ, сил тяжести может быть [c.69]

Движущаяся сплошная вязкая среда в общем случае характеризуется распределенными физическими параметрами давлением, касательным напряжением, скоростью, плотностью, вязкостью, массой, количеством движения, кинетической энергией и т.п. Распределение конкретного физичеекого параметра в пределах потока может быть независимым или зависимым от других характеристик. При ламинарном режиме движения несжимаемой жидкости плотность и молекулярная вязкоет . являются параметрами, не зависящими от дру1их параметров движущейся сплошной среды, а распределение скоростей - параметром, зависящим от вязкости среды, касательного напряжения и координат. [c.17]

Если несущая фаза является паром вещества капель или частиц, то следует учитывать условие нормировки (1.3.74) для 1ю — izo-Вычитая из уравнения иолиои энергии смеси уравнения кинетических энергий фаз, следующие из уравнений импульсов в виде (1.3.45) или (1.3.48), уравнение притока тепла второй (несжимаемой) фазы и учитывая уравнение притока тепла на межфазиоп границе, получим уравнение притока тепла газовой фазы, соответствующее принятой системе уравнений и близкое к (1.1.45) или (1.3.66) [c.91]

Ду постоянства объемного расхода несжимаемой жидкости вдоль трубы постоянного сечения скорость и удельная кинетическая энергия также остаются строго постоянными, несмотря на наличие гидравлических сопротивлений и потерь напора. Значение потери напора в этом случае определяется разностью показаний двух пьезомет-/ ров (рио З ) -.- [c.54]

Таким образом, в уравнении неразрыи1 ости можно отбросить второй член и, следовательно, считать жидкость несжимаемой, если скорость течения w значительно меньше скорости звука с (достаточно, например, чтобы wi < 0,6). Приращение удельной кинетической энергии жидкости (1/2) W2 — (1/2) Oi представляет собой располагаемую полезную внешнюю работу, которая может быть произведена единицей массы движущейся жидкости при переходе из точки I в точку 2. Если движущаяся жидкость при течении по каналу непрерывно (т. е. в каждой точке потока) совершает полезную работу / хн над внешним объектом работы (эту работу называют также технической работой), то полная полезная внешняя работа I 1 кг текущей жидкости равна сумме /тсхн и располагаемой удельной полезной внешней работе (1/2) w — (1/2) w. [c.314]

Как уже отмечалось, потоки газа с относительно невысокой скоростью можно считать несжимаемыми. В этом случае из-за незначительного изменения объема газа при подводе теплоты (при постоянном массовом расходе и постоянном поперечном сечении потока) скорость его, а следовательно, и кинетическая энергия сохраняются постоянными. Если поток горизонтален (с 2 = = 0) и техническая работа не совершается ( /т = 0), то, согласно уравнению (7.19), с1дхо=с1к, а, согласно уравнению (7.20), то,1-2 = / 2—/ 1- Для массового расхода среды О, кг/с, имеем [c.173]

Результаты расчета интенсивности скачка уплотнения Рц/Pi от приведенной скорости Ki = Wj/у ддя различных степеней сухости перед соплом xi представлены на рис. 10-8 для влажного водяного пара, где pi = 0,49 МПа. Пунктирные кривые соответствуют случаю, когда перед скачком уплотнения и после него смесь двухфазная. Точка 5 соответствует состоянию насыщенной жидкости за скачком (л п =0). Если в двухфазной области при w lV р 1р — = onst с уменьшением Х интенсивность скачка растет, то в случае, когда за скачком жидкость, р 1р падает с ростом xi. По всей вероятности, это объясняется тем, что вблизи нижней пограничной кривой увеличение влажности приводит к тому, что среда все более приближается по своим свойствам к несжимаемой жидкости и для ударного сжатия такой среды необходима большая кинетическая энергия. [c.273]

Уравнение (1.28) выражает закон преобразования механической энергии для вязкой несжимаемой жидкости. Члены 2 и и lg) выражают соответственно удельную (т.е. отнесенную к единице веса жидкости) потенциальную энергию положения и кинетическую энергию. Величина p/(pg) представляет собой удельную работу сил давления, член /г — работу сил трения (вязкости), а й — изменение удельной энергии на участке Sj -специфичное для неустановившегося движения. Поскольку величина /г выражает часть механической энергии, необратимо преобразующуюся в тепловую. она называется потерей энергии. [c.19]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...