Фурье двумя жидкостями

Система уравнений (49), (50) описывает общие термогидродинамические свойства изотропной жидкости. Она содержит как частный случай обычную гидродинамику, которая основана только на уравнениях (45) — (48), если предположить, что выполняется либо изотермическое, либо адиабатическое условие. В обоих случаях р является функцией только р, так что гидродинамическое свойство задается уже уравнениями (45) — (47), если р = р(р). Отметим, что (46) является хорошо известным уравнением Навье — Стокса с дополнительным членом, характеризующим вращение, и что первые два члена в правой части уравнения (48) являются функцией рассеяния Рэлея. Полная система уравнений содержит также теорию теплопроводности. В частности, уравнение (48) для покоящейся системы превращается в дифференциальное уравнение Фурье [c.13]

При установлении основных физических закономерностей процесса теплопроводности рассматривались закон сохранения тепловой энергии и закон Фурье. Основные физические закономерности конвективного теплообмена могут быть установлены на основании предыдущих законов, а также законов, описывающих движение жидкости. К последним относится основной закон динамики (второй закон динамики Ньютона) и закон сохранения массы (принцип неразрывности жидкости). Два этих закона позволяют найти поле скорости жидкости. [c.215]

Мы будем ограничиваться лишь учетом влияния двухчастичных интегралов перекрытия. Их распределение зависит только от парной функции распределения. Эту величину снова можно непосредственно получить из дифракционных экспериментов на жидкости. Хорошо известно, что вероятность найти два атома на расстоянии г (т. е. просто парная функция распределения) есть фурье-образ квадрата амплитуды структурного фактора. Э о можно увидеть, если написать [c.242]

Общее решение получается преобразованием Фурье и суперпозицией элементарных решений (13.24) для двух мод со = +PF (х). Для нахождения произвольных функций F (я), входящих в решение, необходимы два начальных условия. Конечно, функция ф в начальных условиях должна удовлетворять уравнению Лапласа, иначе в игру вступят эффекты сжимаемости и быстро преобразуют исходное распределение в некоторое новое эффективное исходное распределение. Д.чя простоты рассмотрим жидкость, первоначально находившуюся в состоянии покоя с ф = 0. Тогда, согласно [c.422]

Рассмотрим два подобных процесса теплообмена соприкосновением. Как уже упоминалось, теплоотдача соприкосновением включает в себя две формы теплообмена — теплопроводность и конвекцию. На участке ламинарного подслоя тепло от жидкости к стенке передается только теплопроводностью и может быть подсчитано пз формуле Фурье (12-2). Это же количество тепла, переданное стенке кол-векцией, подсчитывается по формуле Ньютона (13-2). [c.109]

Асимптотический след за равномерно движущимся телом. В гл. 4 было указано на возможность развития обобщенного муль-типольиого подхода иа другие виды гидродинамических течений. Этот подход оказывается полезен ири построении асимптотического решения для задачи обтекания равномерно движущегося тела и для затопленных струп, распространяющихся в однородном потоке вязкой жидкости. В основу подхода здесь удобно положить интегральную форму уравнений Навье — Стокса получаемую обращением оператора Озеена для линеаризованной задачи. Совершив над этим уравнением преобразование Фурье, можно вывести интегральное уравнение в -пространстве, из которого получены в явном виде первые три члена асимптотического решепия с помощью разложения при А -> 0. Решеиие задачи об обтекании как и в случае затопленных струй, неаналитичио в бесконечно удаленной точке (второй член разложения содержит 1п1 ). Асимптотическое разложение можно представить в виде ряда ио дробным производным от некоторых фундаментальных тензоров. Главный член асимптотического разложения полностью определяется заданием полного потока импульса и расхода. Остальные два члена разложения определяются, кроме этих интегралов движения, полным потоком момента количества движения. [c.321]

Это неравенство является следствием пары неравенств Планка и Фурье, однако эти неравенства из него не следуют. Тем не менее большинство доводов (если не все), которые дает опыт в подтверждение этих неравенств, на самом деле свидетельствуют и в пользу (10), поскольку из этого неравенства следует, что 6 0, если h-grad0 = O, и h-grad0 O, если 6 = 0. В классических теориях теплопроводности и вязких жидкостей рассматриваются (в основном) эти два частных случая, так что их прагматические достижения с равным успехом можно рассматривать как довод в пользу одного лишь более слабого неравенства (10), а не двух отдельных неравенств б О и h-grad 0 0. [c.434]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...