Одномерные течения идеального газа

Это и есть искомое уравнение неразрывности для установившегося одномерного течения идеального газа в трубе переменного сечеиия. [c.591]

ОДНОМЕРНЫЕ ТЕЧЕНИЯ ИДЕАЛЬНОГО ГАЗА [c.407]

Кроме того, ограничимся рассмотрением одномерных течений идеального газа, подчиняющегося уравнению состояния (1.16), которое можно записать в виде [c.407]

Нестационарное одномерное течение идеального газа. Используя уравнения состояния, уравнения сохранения массы, импульса (количества движения) и энергии, описывающие одномерное нестационарное течение идеального сжимаемого газа, можно записать в следующем виде [c.33]

НЕСТАЦИОНАРНОЕ ОДНОМЕРНОЕ ТЕЧЕНИЕ ИДЕАЛЬНОГО ГАЗА [c.143]

Нестационарное одномерное течение идеального газа. [c.143]

Нестационарное одномерное течение идеального газа. Распространение возмущений конечной интенсивности [c.171]

Точность расчета параметров капель при использовании описанной выше схемы оценивалась путем сравнения с точными решениями и численными результатами, полученными с помощью схем высокого порядка точности в рамках одномерной теории, а также в результате анализа уровня и характера распределения ошибок при течении идеального газа в исследуемых решетках. [c.132]

Формула (9.1) получена для одномерного адиабатического течения идеального газа в сопле. Отсюда сразу же следуют ограничения, присущие газодинамическому методу определения температуры. Во-первых, этим методом можно определять температуру в том случае, если во входном сечении сопла распределения давления и температуры однородны. Во-вторых, чтобы выполнялось условие адиабатичности, теплоотдача в стенки сопла должна быть пренебрежимо мала по сравнению с энтальпией потока. В-третьих, профиль сопла должен обеспечить безотрывное течение и однородность параметров в поперечном сечении. [c.287]

Одномерное, неустановившееся, изоэнтропическое течение идеального газа определяется уравнениями [c.344]

Одномерное адиабатическое течение идеального газа без трения и учета изменений в гидростатическом напоре. Рассмотрим случай, когда на элемент потока (фиг. 3.10) действуют только силы давления. Пусть сила, действующая на рассматриваемый объем в направлении течения, равна —йРА. Изменение момента количества движения имеет вид [c.77]

В ряде случаев в РСУ газ используется в качестве рабочего тела или одного из компонентов. При этом характерное время процесса включения и выключения отдельных ЖРД, а также периодичность их работы часто бывает соизмерима с временем прохождения акустических возмущений по трубопроводной сис- теме. Поэтому при расчетах нестационарных процессов в трактах необходимо рассматривать трубопроводную систему как систему с распределенными параметрами. Для описания одномерных неизотермических адиабатических течений идеального газа на участках цилиндрических трактов используют уравнения неразрывности и движения (2.2.17) и (2.2.23), уравнение энергии [c.286]

Так как течение газовой фазы в сопле принимается изэнтропическим, то относительную скорость одномерного потока идеального газа на выходе из сопла можно рассчитать по формуле [c.127]

Рассмотрим одномерное потенциальное течение идеального газа в условиях изотермического процесса. Чтобы получить общее выражение потенциальной функции ф для идеального газа, обратимся к уравнению состояния (IV.19). Положим [c.68]

Глава 4. ОДНОМЕРНЫЕ СТАЦИОНАРНЫЕ ТЕЧЕНИЯ ИДЕАЛЬНОГО ГАЗА. [c.56]

Обратимся теперь к более детальному рассмотрению вопроса об одномерном распространении в идеальном газе возмущений конечной интенсивности. Покажем, что, подобно тому как это имело место в случае малых возмущений, распространение конечных по величине возмущений также может происходить при помощи простых волн ( 22), т. е. волн, бегущих с постоянной скоростью и несущих с собой постоянные значения параметров газа. Такого рода распространение возмущений конечной интенсивности будет иметь место, если один из инвариантов Римана постоянен во всей области течения, для чего, очевидно, достаточно, чтобы этот инвариант был постоянным в начальный момент времени (при 1 = 0 вдоль оси Ох). Возможность такого рода допущения будет вскоре пояснена и проиллюстрирована примером. [c.146]

Неодномерные автомодельные режимы неограниченного безударного сжатия идеальных газов, находящихся в начальный момент времени внутри призм, тетраэдров и конусообразных тел, исследовались ранее [1 6]. Кроме многомерных режимов сжатия, требующих неограниченных затрат энергии, были построены [6] законы управления одномерным плоским сжатием, приводящие к неограниченному локальному росту плотности газа при конечных затратах энергии. Поле течения газа при таком сжатии описывается неавтомодельной простой волной Римана. Хотя полного коллапса всей массы газа при этом не происходит, представляет интерес решение задачи о двумерном взаимодействии под некоторым углом двух одномерных волн сжатия Римана. [c.473]

Во-первых, даже и для идеального газа, лишенного внутреннего трения, движение в сопле не одномерно, а представляет на самом деле сложное до- и сверхзвуковое пространственное течение. [c.208]

Итак, рассматриваемое пе тривиальное решение системы (49) представляет не что иное как переход от сверхзвукового движения к дозвуковому в прямолинейном одномерном, потоке вязкого сжимаемого газа. Нетрудно убедиться в том, что не только числа М, но и температуры, плотности и давления на бесконечности вверх п вниз по течению связаны между собою теми же соотношениями, что в теории прямого скачка уплотнения, изложенной в гл. IV для газа без внутреннего трения. Разница здесь в том, что в идеальном газе скачок уплотнения представлял некоторую нормальную к линиям тока поверхность разрыва элементов движущегося газа, причем само явление скачка приходилось рассматривать как предельное образование. [c.513]

Скачок уплотнения. Внутреннюю структуру скачка уплотнения, который в рамках гидродинамики идеальной жидкости заменяется разрывом, следует рассматривать на основе теории, учитывающей диссипативные процессы — вязкость и теплопроводность. В качестве простейшей модели можно использовать уравнение движения вязкой жидкости Навье — Стокса. Уравнения одномерного течения вязкого и теплопроводного газа — течения, стационарного в системе координат, связанной с фронтом ударной волны,— имеют вид [c.212]

Лучистый теплообмен разыгрывается на расстояниях, измеряемых длинами пробега излучения, которые обычно гораздо больше характерных длин для газовых процессов. Поэтому при рассмотрении структуры фронта можно исходить из уравнений гидродинамики идеальной жидкости, а скачок уплотнения рассматривать как математический разрыв, так же как и при изучении релаксационных процессов. Релаксацией для простоты также можно пренебречь и считать, что газ имеет постоянный показатель адиабаты. В этих предположениях уравнения гидродинамики для стационарного одномерного течения в волне в точности аналогичны уравнениям (1.15)—(1.18), с той лишь разницей, что в уравнении энергии добавляется член потока энергии излучения S и уравнение принимает форму [c.220]

Учебник содержит систематическое изложение основ современной газовой динамики. Физическое моделирование исходит из рассмотрения достаточно общей модели — многокомпонентной смеси химически реагирующих идеальных газов. Модели, используемые в различных приложениях газовой динамики, получаются как частные случаи. Движение газа моделируется на основе уравнений баланса, а состояние — на основе принципа локального термодинамического равновесия для конечного числа подсистем, составляющих газовую среду. Рассматриваются одномерные стационарные и нестационарные течения, двумерные стационарные течения и задачи внешней аэродинамики, включая аэродинамические задачи космических спускаемых аппаратов. Практически во всех разделах анализируются проблемы релаксационной газовой динамики и демонстрируются физические эффекты, полученные в этом анализе. [c.6]

Простейшее решение уравнения одномерного течения идеального газа в скрещенных электрическом и магнитном полях получается для канала постоянного сечения при В = onst и Е = = onst последние два условия можно реализовать лишь при малых значениях магнитного числа Рейнольдса (Rh<1), когда индуцируемые в потоке газа поля значительно слабее наложенных полей ). [c.242]

В учебнике наряду с изложением общих уравнений и теорем механики жидкости рассмотрены основные методы решения прикладных гидродннамиче скнх задач. Основной объем книги отведен теории несжимаемой жидкости, но общие уравнения динамики даны применительно к сжимаемой среде. Кратко изложены закономерности одномерных течений идеального газа. [c.2]

Рассмотрим одномерное стационарное адиабатическое течение идеального газ и предположим, что где-то вдоль трубки тока или струи газа происходит изэнтропическое (без скачка уплотнения или других причин для превращения механической энергии в тепло-иую) торможение газа, приводящее газ к покою. Установим простые формулы связи параметров изэнтропически заторможенного газа Гц, р , Oq, flp с текущими их значениями Т, р, р, а в сечениях рассматриваемой трубки тока. [c.186]

Уравнение (2-42) вполне эквива -лентно условию йз = О, если только газ идеален. Поэтому вместо уравнений (10-1), (10-3), (10-в) и (10-9) р случае одномерного изоэнтропическог течения идеального газа можно брат з уравнения (10-1), (10-9), (2-42) (1-9) [c.197]

Реализующая ИС траектория поршня такова, что С -характеристики, которые идут от ее начального участка г/с, отражаясь от оси I как -характеристики, фокусируются в точке /. Па первый взгляд, возможность построения такой траектории представляется проблематичной. Указанная проблема имеет, тем не менее, весьма простое решение, являющееся следствием инварпантностп уравнений одномерного нестацпонарного течения идеального газа относительно одновременного изменения знаков времени и скорости и. После такой замены задача сжатия с tf > Ои = —1 становится задачей расширения (рис. 1,6) с известными из (1) ностояннымп начальными (на о/) п заданными постоянными параметрами на iO. Па о/ и на iO газ покоится. Задача расширения может быть решена методом характеристик. Сначала рассчитывается нучок волн разрежения о/О до точки О с известным значением р = 1 < затем в эту точку смещается начало отсчета 1. Траектория выдвигающегося поршня fi строится как траектория частицы, идущей из точки /, в результате решения задачи Гурса с известными С -характеристикой /О и (7+-характеристикой Ог, на которой г = О, а р = 1. Траектория норшня и диаграмма течения в плоскости х1, отвечающие исходной задаче сжатия, получаются зеркальным отражением (рис. 1, б) относптельно осп х. [c.695]

Рассмотрим радиально-уравновешенные течения, т. е. течения, для которых можно пренебречь нормальной составляюш ей скорости V. Такие течения аналогичны обычным одномерным течениям без закрутки в том смысле, что они также реализуются в достаточно пологих соплах. Радиально-уравновешенное течение имеет место и в окрестности оси сопла. В цилиндрических координатах осесимметричное радиально-уравновешепное течение идеального газа с у = onst описывается следующей системо уравнений [c.198]

Как известно (гл. V), при осреднении неравномерного потока в общем случае могут быть сохранены неизменными только три его суммарные характеристики. Однако для сверхзвукового потока с постоянной но сечению температурой торможения, каким является начальный участок нерасчетной струи идеального газа при отсутствии смешения, можно найти такие средние значения параметров в поперечном сечении, при переходе к которым од-еовременно с высокой степенью точности сохраняются значения расхода, полной энергии, импульса и энтропии при неизменной площади сечения. Эти средние значения параметров газа в поперечных сечениях начального участка струи и будем вводить в уравнения неразрывности, энергии, импульсов. Совместные решения этих уравнений поэтому будут также относиться к средним значениям параметров, а определяемая отсюда площадь сечения будет равна действительной площади соответствующих сечений струи. Почти все основные свойства потока при таком одномерном рассмотрении не изменяются и оцениваются правильно. Утрачивается лишь одно существенное свойство течения, а именно равенство статического давления на границах струи и во внешней среде поэтому приходится условно полагать, что в каждом поперечном сечении потока существует некоторое по- [c.409]

Замкнутое описание звукового предела может быть получено из одномерной теории течения пара, в которой принимается, что 1) свойства пара подчиняются закону идеального газа 2) преобладающими являются инерционные эффекты 3) эффектами трения можно пренебречь. Эти допущения являются вполне правомерными, так как звуковой предел достигается, когда теплевя труба работает при малой плотности пара и высокой скорости потока. Закон идеального газа устанавливает, что [c.83]

На примере оптимизации ступени турбины по снимаемой мощности в приближении осесимметричного радиально уравновешенного (в контрольных межвенцовых сечениях) течения идеального (невязкого и нетеплопроводного) газа получено строгое решение отвечающей такой модели одномерной вариационной задачи. Оптимизация выполнена при фиксированных потоке на входе в ступень, ее радиальных габаритах и скорости вращения рабочего колеса и при ограничении на максимально допустимые числа Маха и углы поворота потока перед и за рабочим колесом. Решение сведено к определению распределений осредненных по времени и в окружном направлении параметров в контрольных сечениях. Обнаружены два типа оптимальных распределений с участками двустороннего и краевого экстремумов по числу Маха и углу поворота потока. В одном из них предельные числа Маха и углы поворота потока достигаются одновременно у втулки за направляющим аппаратом и (или) за рабочим колесом. Примеры демонстрируют заметное увеличение мощности в результате оптимизации. [c.53]

В гл. 2 была рассмотрена одна из простейших задан газодинамики — получение условий на прямой ударной волне. Для определения этих условий было достаточно использовать законы сохранения массы, импульса и энергии. В данной главе эти законы будут применены для получения обш,их уравнений движения идеальной жидкости в трехмерном пространстве ). Затем обш ая теория будет применена к некоторым задачам, включая сверхзвуковое обтекание тела малого размера, одномерное течение в канале и свободное расширение газа в полубескопечное пространство. [c.55]

Предположим, что адиабатичность одномерного стационарного потока идеального газа нарущается тем. что на некотором весьма коротком участке к газу подводится извне тепло. Это вызывает изменение температуры газа 7, или температуры изэнтропически заторможенного газа 7 ю до участка подогрева на величину АГ = Гг—Г[ и соответственно. 47о = Гго - Г о, причем за участком подогрева вновь устанавливается адиабатическое течение с температурами 7 г и Гго. [c.145]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...