Движение газа адиабатическое изотермическое

Эта монография содержит много материала по колебаниям непрерывных тел. Исследование волнового уравнения, описывающего распространение звука в газе, проводится в главе XI, т. 2, где весьма подробно рассматривается адиабатическое и изотермическое движение газа. [c.401]

Как известно, технические расчеты движения газа в трубах стремятся проводить для упрощения в Предположениях либо адиабатичности, либо изотермичности процесса. В реальных условиях движение газа по трубопроводу происходит с теплообменом с окружающ ей средой и при этом температура газа по длине трубы не остается постоянной. Однако для газопроводов большой протяженности режим движения газа более близок к изотермическому, чем к адиабатическому. Поэтому в инженерных расчетах считают, что движение газа в магистральных трубопроводах — изотермическое,, а температура газа принимается равной температуре грунта на глубине заложения трубы. [c.733]

Движение жидкое будем называть баротропным, если плотность жидкости является функцией одного давления. В частности, движение воздуха или другого газа можно считать баротропным, если изменение его состояния происходит изотермически или адиабатически. [c.93]

При движении поршня из крайнего правого положения влево происходит сжатие газа. Процессу сжатия соответствует кривая 1—2 диаграммы. Характер кривой зависит от характера процесса (изотермический, адиабатический или политропический). При достижении давления сжатия Р2 открывается выпускной клапан К и происходит процесс вытеснения газа из рабочей камеры в напорную пневмолинию. Процессу соответствует изобара 2— 3. При крайнем левом положении поршня газ полностью вытеснен из рабочей камеры, выпускной клапан Ki открыт, а впускной Кг закрыт. [c.303]

Заключение. Раньше чем дать решение какой-нибудь частной проблемы движения жидкостей в пористой среде, следует разработать общую формулировку гидродинамики рассматриваемого течения. Любое такое исследование можно представить себе как формулировку в новой редакции хорошо известных основных определений и закономерностей механики, выраженных гидродинамическими значениями так, чтобы их можно было приложить к течению жидкостей. Это требует раньше всего, чтобы течение полностью подчинялось закону сохранения материи. Поэтому оно должно удовлетворять уравнению неразрывности [(1), гл. III, п. 1], которое является аналитическим утверждением закона сохранения материи. После этого необходимо определить термодинамическую природу интересующей нас жидкости и режим течения. Природа жидкости в общем виде может быть представлена зависимостью между давлением, плотностью и температурой его [уравнение (3), гл. Ill, п. 1], которое является уравнением состояния жидкости. Постоянство плотности в уравнении состояния характеризует собой несжимаемую жидкость. Так, закон Бойля может быть принят в. качестве уравнения состояния для течения идеального газа. Термодинамический режим течения может быть охарактеризован аналогичным путем зависимостью между давлением, плотностью и температурой. Так, температура потока постоянна при изотермическом режиме и изменяется от известного показателя степени плотности для адиабатического режима. Наконец, необходимо установить динамические связи жидкости с градиентом давления и внешними силами. В основном это дается гидродинамическим подтверждением первого закона движения Ньютона. Из всех характеристик течения, требуемых формулировками, эта характеристика является наиболее специфичней. В то время как все жидкости должны удовлетворять уравнению неразрывности, и большие группы их могут контролироваться единичным уравнением состояния, одна и та же жидкость может иметь различные динамические характеристики в зависимости от условий, при которых происходит движение, и среды, в которой поток движется. [c.125]

Давая краткий обзор различных типов систем стационарного потока жидкости, рассмотренный в первой и второй частях настоящей работы в свете приведенных рассуждений, можно заметить, что для линейного газового потока распределение давления дается непосредственно линейным изменением значения р +Что касается влияния термодинамического фактора на характер течения, т. е. значения т на движение газа, было установлено, что изотермический поток (от = I) дает наименьший расход. Величина расхода увеличивается с уменьшением значения от. Так, например, при адиабатическом потоке (от = 0,71) через линейную систему пройдет на 16% больше воздуха (если рх1р2 = =0,1) по сравнению с изотермическим потоком. Этот вывод связан с более высокими плотностями на поверхностях стока, где ОТ<1, и более чем компенсирует пониженные градиенты давления на стоке, получающиеся в случае изотермического потока. [c.594]

Базовая система уравнений (1) — (10) описывает динамику всех возможных переходов из одного устойчивого состояния модуля в другое в зависимости от вида выполняемой логической функции и изменений внутренних состояний пневмореле, характеризующихся движением мембранного блока, квазистационар-ными процессами адиабатического течения газа в дросселях и изотермическими изменениями параметров состояния газа в камерах. Практически в связи с тем, что многие переходы не вызывают изменения внутренних и внешних состояний модуля или же являются идентичными, нет необходимости исследовать динамику всех переходов. Например, в модуле, выполняющем функцию И [8], подача единичного входного сигнала в сопло не вызывает изменения даже внутреннего состояния пневмореле, а подача единичного входного сигнала в глухую камеру приводит к перемещению мембранного блока из одного крайнего положения в другое, но не изменяет внешнего состояния модуля. Примеры идентичных переходов будут приведены ниже. [c.81]

В адиабатическом случае постоянство нормальной скорости фронта ударной вол ны следует сразу же из условий Гюгонио, как только задан постоянный фон и движение за волной предположено изэнтропичным. В изотермическом газе аналогичное свойство также выводится из условий Гюгонио на фронте, но в предположении, что течение за ударной волной имеет прямолинейные характеристики. [c.50]

В работе [3] исследовалось определение решений в этом классе течений при наличии ударных волн в предположении, что движение за фронтом волны изэнтропично. Основным свойством ударных волн в указанном классе течений будет постоянство их интенсивности как для изотермического, так и для адиабатического газов. Форма же фронта ударных волн может быть, вообще говоря, произвольной (фон, по которому распространяется ударная волна, предполагается покоящимся политропным газом с постоянными ненулевыми плотностью и давлением). [c.55]

К трем уравнениям движения жидкости Пуассон присоединяет эйлеров-ское уравнение неразрывности, а затем переходит к анализу распределения тепла в потоке жидкости и выписывает уравнение баланса тепла (тепловой энергии). Затем он рассматривает отдельно движение малосжимаемых капельных жидкостей и газов, выделяя в последнем случаи медленных (изотермических) и быстрых (адиабатических) процессов [c.68]

ЧТО теория Гилмора хорошо согласуется с точной теорией всюду, за исключением последних стадий схлопывания пустой или почти пустой каверны. Заметим, что в случае газовых каверн расчеты дают конечное, а не нулевое минимальное значение радиуса. Повышение внешнего давления р<х> от 1 до 10 атм оказывает заметное влияние на скорости (фиг. 4.12 а, б), однако это влияние слабее влияния изменения у от 1,4 (адиабатическое сжатие) до 1,0 (изотермическое сжатие) (фиг. 4.12, а, в). Последнее означает, что конечный радиус будет меньше, если сжатый газ отдаст часть тепла жидкости, в результате чего давление будет большим. В соответствии с точными решениями уравнений движения скорость стенки пустой каверны в сжимаемой жидкости и стремится к бесконечности как ( о/ )° . Как было показано выше (стр. 149), теория Гилмора дает значение показателя 0,5, когда к мало, а I I велико. С другой стороны, скорость в решении Рэлея для несжимаемой жидкости (уравнение (4.4)) при малых Я и больших и стремится к ( о/. ) - [c.157]

Таким образом, при адиабатическом или изотермическом процессах в идеальном газе (вообще, при р = /( ))) циркуляция скорости по любому замкнутому жидкому контуру сохраняется во все время движения. Отсюда следует, что если в начальный, момент времени вихри в газе отсутствовали, то при адиабати-ческо.м или изотермическом процессах они и не смогут возникнуть движение будет потенциальным. [c.351]

Подробное рассмотрение расчетных схем, изложенных в названных выше работах, выходит за рамки настоящей книги. Ограничимся лишь тем, что укажем исходные физические предпосылки, принимаемые авторами работ, и опишем предложенный Ж- Т. Карэмом способ приближенного построения характеристик Мр = ф(у). Учитывается, что при колебаниях входного давления движение среды происходит в основном в центральной части канала, а в пристеночной области, где сильнее сказывается действие сил трения, среда находится в состоянии, близком к покою. Учитывается также, что для газовых сред с изменением частоты колебаний меняется характер термодинамических процессов тогда как при малых частотах процесс изменения состояния газа может быть близок к изотермическому, с увеличением частоты колебаний он приближается к адиабатическому. С учетом этих факторов получена система дифференциальных уравнений, отличающаяся от системы уравнений ( .4) и (42.5). Это отличие заключается в том, что коэффициент Я при втором слагаемом левой части первого из этих уравнений зависит от частоты колебаний в левой части второго из данных уравнений появляется дополнительное слагаемое в виде произведения дав- [c.410]

Для получения аэродинамических характеристик газоотводящих труб рассмотрим движение изотермического потока несжимаемого газа (р = onst) в вертикальном стволе произвольной геометрии, высотой Я и эквивалентным диаметром устья Do, с абсолютно газоплотными и адиабатически изолированными стенками. Принимаем заданными параметры газов на входе в трубу. [c.47]

Если при адиабатическом процессе энтропия s у всех частиц одинакова, s = onst, то из уравнений состояния (6.2) следует, что давление р и температура Т зависят только от р, т. е. процесс является баротропным, и система механических уравнений оказывается замкнутой, когда функция U (р, s) известна. Полная система уравне- сли независимыми термодинамически-НИЙ движения идеального МИ переменными будут р и Г, то для оп-газа в случае изотермиче- ределения модели сплошной среды Выгодских процессов но задавать свободную энергию F p,T) = = и — Ts. Уравнения состояния в этом случае будут иметь вид (6.5). Они также справедливы для любых процессов, но их вид особенно удобен при изучении изотермических процессов. [c.254]

Интервалы То настолько малы, а скорости движения стенок пузырька в момент, предшествуюш ий захлопыванию или в момент начала расширения, настолько велики, что их не удается сосчитать даже на мащине ЭВЦМ. Поэтому приходится прибегать к достаточно аналитическим грубым оценкам, основанным на ряде приближений. Прежде всего предположим, как это делают многие авторы, что захлопывание кавитационного пузырька происходит адиабатически, а расширение — изотермически. Тогда можно воспользоваться первым интегралом уравнения типа Рэлея, с наличием внутри пузырька некоторого количества газа, давление которого в начальный момент, т. е. при В = / тах- будет рг- Этот интеграл имеет вид [32] [c.252]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...