Функция давления однородного потока

Очевидно, что полученные критериальные зависимости (4-31) —(4-34) справедливы для всех подобных процессов осредненного течения газовзвеси и что их конкретный, расчетный вид можно определить лишь на основе экспериментов. Заметим также, что уравнение (4-31) позволяет оценить потерю давления в потоках газовзвеси, а уравнения (4-32) — (4-34)—структуру дисперсной проточной системы. При отсутствии дискретного компонента (р—>-0, da—>-0) критериальные уравнения приобретают обычное для однородных сред выражение, а функции (4-33) и (4-34), естественно, вырождаются в нуль. При исследовании турбулентных течений (см. гл. 3) необходимо дополнительно оценивать степень или интенсивность турбулентности, определяемую как отношение среднеквадратичного отклонения скорости к средней скорости или как число Кармана (Ка) [c.122]

Здесь Р, р2 — произвольные функции. Если вид функций р2 известен, то по формулам (1.15) можно найти распределение, давления, плотности или скорости газа в любой момент времени. Волны (1.15) — нелинейные, поскольку аргумент функций р1, р2 зависит от величины самого возмущения, и профиль, волн искажается в процессе их распространения. Их называют простыми волнами. Можно показать, что к области однородного потока могут примыкать только простые волны. Решения для двумерного и трехмерного случаев, примыкающие к области однородного течения, называются двойными и тройными волнами соответственно. [c.14]

Проще принимать жидкость за однородную среду, характерной особенностью которой является то, что в со тоянии равновесия в ней не могут существовать тангенциальные усилия в с. учае же движения друг относительно друга смежных слоев тангенциальные усилия имеют место. Эта особенность является следствием внутреннего трения или так называемой вязкости жидкости. Вязкость воздуха мала, и в большинстве случаев ею можно пренебрегать однако иногда вязкость имеет чрезвычайно большое значение, и во всяком случае она оказывает определенное влияние на характер движения жидкости даже и тогда, когда движение происходит точно так же, как и в невязкой жидкости. Другой характерной особенностью жидкости является ее сжимаемость, которой можно пренебречь в случае капельной жидкости, но которая чрезвычайно важна для газа. Плотность воздуха, вообще говоря, следует рассматривать как функцию давления и температуры, но изменения давления в потоке жидкости около тела очень малы, и ими можно пренебречь, приняв плотность воздуха постоянной. Однако это допущение может быть принято лишь для скоростей потока ниже скорости звука. При скоростях порядка звуковой приходится принимать во внимание сжимаемость воздуха. Эти соображения повели к представлению о воздухе, как об идеальной жидкости, т. е. как о несжимаемой и невязкой среде. Теория движения жидкости—гидродинамика и аэродинамика—основывается главным образом именно на этом предположении, и получаемые отсюда выводы во многих случаях являются очень ценными. Однако теория идеальной жидкости приводит к парадоксальному заключению, что тело, движущееся в идеальной жидкости, не испытывает никакого сопротивления. [c.10]

Рассмотрим в рамках квазиодномерной схематизации нестационарное осесимметричное течение газожидкостной смеси в дисперсно-кольцевом режиме в круглом канале радиусом К или диаметром В площадью поперечного сечения 8 = с малым расширением и малой кривизной. Так как расширение канала мало, то может существовать поток, в котором скорости составляющих смеси в любой точке сечения практически параллельны. В этом случае составляющие скоростей, перпендикулярные оси канала, а также поперечные составляющие ускорений будут малы по сравнению с составляющими, параллельными оси г анала. Поэтому можно не учитывать отличие скоростей от их осевых составляющих. Будем также пренебрегать энергией пуль-сационных движений, в том числе и при турбулентном режиме течения, а также пренебрегать поперечным градиентом давления и считать, что в любом сечении канала давление р однородно по сечению, одинаково в фазах и является функцией только осевой координаты 2. Ядро потока будем рассматривать как моно-дисперсную газовзвесь, состоящую из несущей газовой фазы и жидкой фазы в виде капель, в рамках упрощений и уравнений, описанных в 4 гл. 1, а пленку — как отдельную фазу, состоящую только из жидкости. [c.182]

Определим общий вид решений уравнений стационарного плоского сверхзвукового движения газа, описывающих течения, при которых на бесконечности имеется однородный плоско-параллельный поток, в дальнейшем своём течении поворачивающий, обтекая искривлённый профиль. С частным случаем такого решения нам уже приходилось иметь дело при изучении движения вблизи угла, — при этом мы по существу рассматривали плоско-параллельный поток, текущий вдоль одной из сторон угла и поворачивающий вокруг края этого угла. В этом частном решении все величины — две компоненты скорости, давление, плотность — были функциями всего лишь от одной переменной— от угла 3. Поэтому каждая из этих величин могла бы быть выражена в виде функции одной из них. Поскольку это решение должно содержаться в виде частного случая в искомом общем решении, то естественно искать это последнее, исходя из требования, чтобы и в нём каждая из величин р, р, Vy (плоскость движения выбираем в качестве плоскости х, у) могла быть выражена в виде функции одной из них. Такое требование представляет собой, конечно, весьма существенное ограничение, налагаемое на решение уравнений движения, и получающееся таким образом решение отнюдь не является общим интегралом этих уравнений. В общем случае каждая 3 величин р, р, г/а,, Vy, являющихся функцией двух координат X, у, могла бы быть выражена лишь через две из них. [c.518]

II считать, что в любом сечени] канала давление р однородно по сечению, одинаково в фазах i является функцией только осевой координаты Z. Ядро потока будем рассматривать как моно-днсиерсную газовзвесь, сос1оящ ,ло нз несущей газовой фазы п жидкой фазы в виде капель, в ]>амках упрощений и уравнений, описанных в 4 гл. 1, а пленку — как отдельную фазу, состоящую только из жидкости. [c.182]

Измерениями установлен весьма своеобразный характер изменения давлений в выходном сечении. В интервале до-критических режимов течения испаряющаяся жидкость ведет себя так же, как и однородные вещества давление на выходе из насадка совпадает с противодавлением. С момента установления кризисного состояния, о чем свидетельствует появление избыточного, по сравнению с внешним, давления в выходном сечении струи, начинают проявляться специфические свойства жидкостно-парового потока. Они заключаются в том, что с уменьшением противодавления критическое давление в выходном сечении Рг = = Ркр. оставаясь выше давления во внешнем пространстве Рпр. не сохраняется постоянным, а снижается вместе с противодавлением. Такое положение имеет место до некоторого значения отношения p plpi, начиная от которого давление в выходном сечении практически стабилизируется и перестает зависеть от противодавления. Таким образом, критическое давление, при котором обрывается процесс в сходящихся насадках, оказывается в некотором интервале значений Pnp/Pi функцией противодавления. Существование множественных значений критического отношения давлений, иными словами,— зоны критических состояний, установлено для всего исследованного интервала начальных давлений при течении через сопла различного диаметра. [c.174]

Для определения локальных характеристик движения и теплообмена жидкостей и газов используются уравнения, следующие из основных физических законов сохранения массы, количества движения, энергии в сочетании с обобщенным законом вязкого течения Ньютона и законом теплопроводности Фурье. Это приводит к уравнениям неразрывности, движения и энергии, которые дополняются функциями свойств жидкости от температуры и давления. При отсутствии турбулентности в химически однородных однофазных изотропных средах полученная система уравнений является замкнутой. Эти уравнения справедливы и для описания мгновенных характеристик течения в пределах микромасщтаба турбулентного потока. [c.230]

Введена величина Z, которая является функцией касательных напряжений, прило/кенпых к поверхности раздела фаз. Допущение о том, что эта функция имеет постоянную величину во всем диапазоне режимов, исследованных Локкартом и Мартинеллн, дает хорошее совпадение расчетных и измеренных значений градиента давления. Приведены частные случаи общего уравнения для расчета градиента давления при кольцевом режиме течения и нрн режиме течения такого потока, который можно рассматривать как однородный. Для этих случаев Z имеет вполне определенное значение. Для использования в инженерной практике рекомендованы упрощенные уравнения. [c.144]

Если же система неоднородна ), то, вообще говоря, возникает поправка к тензору давления, а также отличный от нуля тепловой поток. Величина этих поправок должна определяться степенью отмонения от однородного состояния в первом приближении поправки являются линейными функциями градиентов интенсивных параметров, описывающих термодинамическое состояние системы. Рассматриваемый здесь газ адекватно описывается плотностью р, скоростью U и температурой Т. Исходя из соображений симметрии можно огранитать вид таких соотношений. [c.70]

Впервые попытка построения строгой теории была предпринята А, М, Тер-Крикоровым (1963,1965), Прежде всего автор столкнулся с трудностью математической постановки задачи. В неоднородной жидкости надо задать распределение плотности, В зависимости от способа задания мы получаем, вообще говоря, разные математические задачи. Тер-Крикоров рассмотрел две постановки ( 1 я В). В постановке А распределение плотности задавалось как функция ординаты у в некотором поперечном сечении канала. В постановке В плотность р задавалась вдоль линии тока. В обоих случаях автор построил нелинейные теории, описывающие волновые движения, близкие к равномерному потоку. Было показано, что существует счетное множество критических скоростей распространения волн и в окрестности каждой из этих скоростей существует двухпараметрическое семейство волн, вырождающихся в уединенную при оо. Таким образом, в неоднородной жидкости возможно существование не одной уединенной волны, как в однородной жидкости, а счетного числа уединенных волн. Каждому типу уединенной волны соответствуют своя картина течения и структура линий тока. При стремлении распределения давлений к равномерному все формы течения жидкости вырождаются в равномерный поток, кроме одной, которая вырождается в уединенную волну. Теории Некрасова, Дюбрей-Жакотен и Кочина содержатся, как частный случай, в теории волн, развитой на основе постановки В. [c.59]

В разд. 1 вместе с основными уравнениями однородной несжи.маемой жидкости рассматриваются алгоритмы для переменных вихрь-функция потока. Методам, основанным на уравнениях д/1Я переменных скорости-давления посвящен разд. 2. Внимание в нем уделяется и маршевым алгоритмам расчета стационарных течений. [c.183]

Подобно тому как в случае однородной несжимаемой жидкости существует линейная зависимость между функцией ф и давлением р, в установившемся потоке малосжимаемой жидкости существует линейная зависимость между ф и плотностью р. Это значит, что для сжимаемой жидкости зависимость между р и координатой г выражается точно такими формулами, какими выражается зависимость между риг при однородной несжимаемой жидкости. [c.66]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...