КОНВЕКЦИЯ Основные уравнения

Ниже приводятся основные уравнения движения и энергии Для излучающего газа, рассмотрено, какие упрощения могут быть сделаны в случае течения в пограничном слое, н.а типичных примерах проиллюстрирована математическая формулировка задачи о совместном действии конвекции и излучения в пограничном слое, обсуждены методы решения и результаты. В связи с тем что при рассмотрении радиационного теплообмена основ-, ное внимание будет уделено получению общего решения уравнений пограничного слоя, соответствующие течению в пограничном сЛое упрощения и автомодельные решения будут приведены только для двумерного установившегося пограничного слоя с излучением. Однако преобразованные уравнения двумерного пограничного слоя будут представлены в обще,м виде, так что из них можно будет легко получить некоторые частные случаи. Для простоты анализ будет проведен только для серого газа и ламинарного режима течения. Распространение этих результатов на случай несерого газа потребует лишь учета в радиационной части задачи селективности излучения. [c.525]

Основные уравнения. Будем исходить из обычных уравнений конвекции в приближении Буссинеска. В уравнении движения теперь должна быть учтена пондеромоторная сила, действующая на индуцируемый в жидкости ток со стороны магнитного поля. В расчете на единицу массы эта [c.118]

Уравнения для возмущений скорости у, температуры Т, давления р и поля Е получаются путем линеаризации системы уравнений конвекции и уравнений Максвелла около основного течения. В размерной форме эти уравнения имеют вид [c.125]

Основные уравнения. Начнем с вьшода уравнений конвекции для излучающей и поглощающей среды. Если пренебречь весьма малым вкладом радиационных поправок к тензору внутренних напряжений, то уравнение движения сохраняет свой обычный вид сохраняется также уравнение непрерывности. Основная роль излучения сводится к появлению в среде тепловыделения лучистой природы. В уравнении переноса тепла (25.1) мощность источников тепла может быть выражена в виде [c.195]

Приведенное выше утверждение Мак-Адамса относится, конечно, только к конвективному теплообмену, поскольку в старой теории теплопроводность и излучение рассматриваются совсем иначе, чем конвекция. В то же время соответствующее утверждение в новой теории справедливо для всех трех видов теплопередачи теплопроводности, излучения и конвекции. В новой теории все три вида теплопередачи рассматриваются одинаково, как процессы переноса, и описываются одним основным уравнением. Это основное уравнение, являющееся краеугольным камнем новой теории теплопередачи, имеет следующий вид [c.10]

Теплопроводность, излучение и конвекция рассматриваются с единой точки зрения как процессы переноса, в которых поток связан с движущей силой. Все три вида теплопередачи описываются единым основным уравнением [c.14]

При работе механизмов на открытом воздухе или в цехах с повышенной влажностью тормоза снабжаются защитными кожухами. Наличие кожуха изменяет картину физических явлений процесса охлаждения тормоза. При работе тормоза в кожухе необходимо учесть конвективный теплообмен между кожухом и окружающей средой. Так как скорость перемещения кожуха вместе с механизмом мала по сравнению со скоростью движения поверхности трения шкива, то основное значение для конвективного теплообмена будет иметь естественная конвекция. Поэтому математическое описание процесса будет отличаться от предыдущего наличием в уравнениях движения воздуха главного вектора массовых сил. В остальном уравнения сохраняют прежний вид. Проведя преобразования, аналогичные приведенным выше, получим выражение температурного симплекса в виде [c.621]

Однако при v/a- l значительное влияние молекулярной теплопроводности при свободной конвекции распространяется далеко за область пристенного слоя, в котором происходит более или менее упорядоченное движение жидкости, обусловленное молекулярной вязкостью. Поэтому, сохраняя обычное для теории свободной конвекции представление о решающем влиянии молекулярного переноса тепла на процесс теплопередачи, следует считать, что поле скоростей в пределах большей части теплового пограничного слоя зависит в основном от инерционных сил. Опуская на этом основании в уравнении движения член, учитывающий влияние молекулярной вязкости, получаем систему уравнений в векторной форме [c.213]

Способом, совершенно аналогичным рассмотренному выше, можно доказать взаимность функций Грина основного и сопряженного уравнений в нестационарном случае переноса тепла посредством теплопроводности и конвекции в канале с твэлом и теплоносителем [см. (3.24) и (3.31)]. Эти преобразования здесь не приводятся, однако следует заметить, что соотношение взаимности функций Грина для этого случая по виду в точности совпадает с [c.89]

Одни из них исходят из детального рассмотрения основного механизма процесса роста, частоты отрыва паровых пузырей от центра и т. д. [Л. 1, 2]. Расчетные уравнения, полученные этими авторами, состоят из критериев подобия, характеризующих эти явления. Другие исследователи исходят из положения о том, что процессы теплообмена при кипении являются одним из видов конвективного теплообмена. Поэтому теплоотдачу для случая кипения жидкости можно представить в виде обычных критериальных зависимостей, применяемых при конвекции жидкости в однофазном состоянии [Л. 3, 4]. [c.228]

Теплообмен вынужденной конвекцией при течении прозрачной жидкости в канале в настоящее время изучен достаточно хорошо. Основные теоретические положения и обзор имеющихся в литературе работ можно найти в ряде известных монографий, например [1—3]. В случае вынужденной конвекции при течении излучающей, поглощающей и рассеивающей жидкости при температурах, встречающихся в технических приложениях, уравнения неразрывности и движения остаются неизменными по причинам, изложенным в гл. 13. В уравнении энергии, однако, появляется дополнительный член — дивергенция вектора плотности потока результирующего излучения. [c.581]

Целью этого сообщения является, во-первых, краткое изложение основных аналитических подходов, широко используемых при анализе и конструировании решений нелинейных уравнений естественной конвекции, и, во-вторых, описание одной новой конструкции и ее возможностей для построения периодических решений пространственной конвекции. Изложенные здесь методы используются или могут быть использованы при решении широкого круга задач механики сплошной среды, которые описываются квазилинейными системами уравнений в частных производных. [c.371]

Эти соотношения указывают на то, что и при линейном уравнении состояния среды все-таки нелинейные искажения, обусловленные нелинейностью остальных гидродинамических уравнений, имеют место эти искажения естественно меньше, чем в случае адиабатического распространения звука. Подчеркнем здесь еще раз, что основными причинами нелинейных искажений волны являются, во-первых, нелинейность адиабаты, приводящая к тому, что местная скорость звука по (2.32) отличается от скорости звука в невозмущенной среде, и, во-вторых, нелинейность остальных гидродинамических уравнений (эту вторую причину нелинейных искажений иногда вслед за Лайтхиллом называют конвекцией звука). В газах конвекция звука вносит несколько больший вклад в нелинейные искажения, чем в жидкостях. [c.64]

Уравнения (42.1), (42.4), (42.7) описывают конвективную фильтрацию несжимаемой жидкости в пористой среде. Основное отличие от обычных уравнений конвекции состоит в том, что вместо ньютоновской силы вязкого трения теперь входит сила сопротивления Дарси, пропорциональная скорости. Замена вязкой силы силой Дарси приводит, в частности, к понижению порядка системы дифференциальных уравнений. По этой причине сокращается число необходимых граничных условий для скоро-. [c.294]

Численно решались безразмерные уравнения плоского конвективного течения в наклонном слое в переменных функция тока - температура решение задачи находилось методом конечных разностей. Как и в случае вертикального слоя ( 5), отыскивалось решение, описывающее периодическую в направлении оси слоя конвекцию. Численное решение строилось в прямоугольной области —0<2<2/с условиями периодичности по 2. Обсудим некоторые результаты, относящиеся к фиксированным значениям параметров Рг = 1, 1-2,2 (это значение пространственного периода соответствует волновому числу к 2тг/(2/) = 1,43, близкому к минимуму нейтральной кривой). Использовалась неявная конечно-разностная схема основные расчеты проводились на сетке 15 X 29. [c.53]

Качественно все основные черты процесса потери устойчивости в подогреваемой снизу жидкости были выяснены еще Рэлеем (19166), разобравшим математически заметно более простую (но нереальную физически) задачу о конвекции в слое жидкости между двумя свободными поверхностями, температуры которых фиксированы. Математически эта задача сводится к исследованию дифференциального уравнения (2.107) при краевых условиях fl = в " == О при г = 0 и г=1. Для определения значений [c.147]

Как уже было сказано в самом начале настоящей главы, во многих случаях из чисто наглядных соображений ясно, что температурное поле в окрестности обтекаемого нагретого тела обладает свойствами, характерными для пограничного слоя. Применяя такое выражение, мы имеем в виду следующее повышение температуры, вызываемое нагретым телом, распространяется в основном только на узкую зону в непосредственной близости от тела за пределами же этой зоны повышение температуры получается незначительным. Такое распределение температуры особенно резко выражено в тех случаях, когда коэффициент теплопроводности X мал, как это имеет место для жидкостей и газов. В этих случаях вблизи тела возникает резкий температурный градиент в направлении, перпендикулярном к стенке, и только в тонком, прилежащем к стенке слое теплопередача посредством теплопроводности по своей величине имеет одинаковый порядок с теплопередачей посредством конвекции. С другой стороны, можно предполагать, что при обтекании ненагретого тела повышение температуры вследствие трения получается при больших числах Рейнольдса более или менее значительным также только в тонком слое вблизи тела, так как только здесь трение вызывает заметное преобразование кинетической энергии в тепловую. Следовательно, и в этом случае можно ожидать, что в сочетании с динамическим пограничным слоем образуется температурный пограничный слой. Но тогда очевидно, что в уравнении энергии, дающем распределение температур, можно произвести такого же рода упрощения, какие были сделаны в уравнениях Навье — Стокса при выводе уравнений пограничного слоя ( 1 главы VII). [c.264]

Ко второй группе методов проверки тормозов по нагреву относятся методы расчета, основанные на составлении упрощенного уравнения теплового баланса. Эти методы, использующие большое количество различных допущений, существенно изменяющих картину физических процессов нагрева и охлаждения тормозов, дают значительное расхождение расчетной величины температуры нагрева с действительной величиной. Основным допущением является принятие температуры, одинаковой для всего исследуемого тела, в то время как в действительности температура различных точек тормозного шкива существенно различна. Метод основан на сравнении количества тепла, образующегося при торможении, и количества тепла, отдаваемого в окружающую среду излучением и конвекцией. При установившемся тепловом состоянии все тепло, создаваемое при торможении, отдается в окружающую среду излучением и конвекцией. При этом количество тепла, излучаемое в окружающую среду [c.369]

Вынужденное движение в общем случае может сопровождаться свободным движением. Относительное влияние последнего тем больше, чем больше разница температур отдельных частиц жидкой среды и чем меньше скорость вынужденного движения. При больших скоростях вынужденного движения влияние естественной конвекции становится пренебрежимо малым. Основной закон теплоотдачи — уравнение (4-1) — имеет простой вид. Трудности сосредоточиваются в коэффициенте теплоотдачи. Практически познание процесса теплоотдачи сводится к определению зависимости а от различных факторов. [c.122]

В гл. V и VI были рассмотрены задачи нестационарной теплопроводности, в которых теплообмен между поверхностью тела и окружающей средой происходил в основном излучением. В практике тепловых расчетов встречаются задачи, в которых теплообмен между телом и окружающей средой происходит конвекцией. Если в задачах стационарного конвективного теплообмена применяются граничные условия третьего рода, то в задачах нестационарного конвективного теплообмена и в задачах стационарного теплообмена при точной формулировке проблем необходимо применять граничные условия четвертого рода. Например, при обтекании плоской пластины, в соответствии с теорией пограничного слоя, дифференциальное уравнение переноса тепла для жидкости можно написать так [c.363]

Кроме теплоты, переданной излучением, в топочной камере и газоходах имеет место отдача теплоты конвекцией. Для определения количества теплоты, переданного в основном конвекцией, используют следующее уравнение, МВт или ккал/ч [c.75]

В решении основного уравнения пере.чоса тепла конвекцией и теплопроводностью (2.54) сделаем инверсию координат теплового источника и точки наблюдения температуры. Тогда из (2.57) получим [c.49]

Больщинство приведенных в литературе результатов по теплообмену при свободной конвекции представлено в критериальной форме. В некоторых случаях они модифицируются, главным образом, чтобы учесть изменение свойств в пограничной области [54— 56]. Общепризнано, что вдали от критической точки обычные критериальные соотношения выполняются для всех жидкостей и систем. Так, для области вдали от критической точки может быть использовано основное уравнение Макадамса [c.75]

Изложенная выше разработанная авторами [32] физическая модель, призванная объяснить влияние теплофизических свойств и толщины греющей стенки на теплоотдачу при кипении, на практике реализуется только в определенных условиях и в основном при кипении криогенных жидкостей. Как известно, криогенные жидкости отличаются от обычных жидкостей чрезвычайно высокой способностью смачивать твердые тела (для них краевой угол 6- -0). Обладая почти абсолютной смачиваемостью, они легко заполняют микровпадины даже очень малых размеров, в результате чего такие впадины теряют способность генерировать паровую фазу н поверхность обедняется активными центрами парообразования. Под влиянием этого фактора в переходной области от естественной конвекции в однофазной среде к развитому пузырьковому кипению зависимость коэффициента теплоотдачи от плотности теплового потока становится болеа значительной (показатель степени п. в уравнении достигает значений [c.201]

Можно избежать вывода уравнения (4-23) путем непосредственного обобщения основного дифференциального уравнения теплопроводности для твердого тела (1-11). Как было уже отмечено, в твердом теле производная температуры по времени может быть только локальной производной dTjdx. При переходе же к текущей среде, в которой происходит конвекция, надлежит вместо локальной производной вводить индивидуальную производную, которая при условии стационарности процесса превращается в конвектив- [c.90]

Несомненно, студент технического вуза должен научиться применять основные физические законы при решении задач. Однако время, затраченное на решение сложной задачи с помощью основных физических законов, будет потеряно, если такое решение уже существует. Аналитические решения задач конвекции зачастую весьма трудоемки и сложны. г1оэтому необходимо правильно очертить те фундаментальные аналитические задачи конвекции, изучение которых должно стать важной частью подготовки специалистов по теплообмену. Одной из целей настоящей книги является объединение в наиболее простой и удобной для практического применения форме некоторых решений уравнений пограничного слоя. Хотя эти решения и имеются в литературе по теплообмену, они не всегда доступны инженеру-практнку, для которого время является немаловажным фактором. [c.5]

При пузырьковом кипении жидкости в условиях свободной конвекции различают область малых тепловых нагрузок (<7с< <9с.пр, т. е. меньших предельной) и область развитого пузырькового кипения (9с,пр<9с<< с.кр). В области значений 9с<9с.пр интенсивность теплообмена в основном определяется свободной конвекцией однофазной жидкости и величина й при кипении в большом объеме, может быть рассчитана по уравнению (2-133). Для воды при атмосферном давлении (/с.прЛ ЭООО Вт/м и Д пр 5°С. Для других жидкостей при соответствующих давлениях q .a можно определить как абсциссу точки пересечения кривых a = f(9 ), построенных по уравнению (2-133) и приведенному ниже [c.178]

Точные решения в замкнутой аналитической форме уравнений (2.1) (2.3), опи сывающие физически содержательные ситуации, практически неизвестны. Главным инструментом аналитического конструирования решений системы (2.1)-(2.3) являются ряды, содержащие малый или большой параметры, коэффициенты которых находятся рекуррентно (методы типа Галеркина относятся к численным процедурам и здесь не рассматриваются). Фактически основным методом является метод малого параметра, варианты которого будут проиллюстрированы на примере конвекции в горизонтальном слое. [c.372]

Как уже говорилось, дифференциальные уравпепия Лоренца возникли как трехмодовое дискретное приближение в задаче о тепловой конвекции между горизонтальными плоскостями. В гл. 1 было показано, что уравнения Лорбпца с параметром Ъ — 1 являются основными в описании конвективной циркуляции жидкости в замкнутом круговом контуре. Наличие в них непериодических установившихся движений было установлено в 1963 г., но достаточно полное исследование было выполнено только в 1976—78 гг. сразу в нескольких работах [46, 68, 69, 276—278, 280, 539, 551, 552, 679], среди которых можно выделить два направления одно, идущее от подковы Смейла , и второе — от гомоклинических структур А. Пуанкаре. [c.184]

Возвращаясь к допущениям, сделанным при выводе уравнений (1.17) — (1.19), отметим, что основным моментом в приближении Буссинеска является предположение о том, что рассматривается в некотором смысле слабая конвекция вызванные неоднородностью температуры отклонения плотности от среднего значения предполагаются настолько малыми, что ими можно пренебречь во всех уравнениях, кроме уравнения движения, где это отклонение учитывается лишь в члене с подъемной силой. Разумеется, учет неоднородности плотности лишь в уравнении движения означает некоторую непоследовательность приближения Буссинеска. Однако сравнение результатов решё-ния уравнений конвекции (1.17) — (1.19) с обширным экспериментальным материалом с определенностью свидетельствует о том, что эти уравнения достаточно хорошо отражают все важнейшие особенности тепловой конвекции в лабораторных масштабах. [c.11]

Уравнения тепловой конвекции. При исследовании конвективных течений и их устойчивости мы будем исходить из уравнений тепловой конвекции в приближении Буссинеска. Вывод этих уравнений из обпдих уравнений гидродинамики, а также анализ приближений Буссинеска содержится в ряде работ (см. [3-8]). Основным пунктом в указанном приближении является предположение о том, что рассматривается в некотором смысле слабая конвекция. Считается, что неоднородности плотности, вызванные неоднородностью давления, малы и ими можно пренебречь. Что же касается неоднородностей плотности, вызванных неоднородностями температуры (тепловое расширение) то ими, разумеется, полностью пренебрегать нельзя, так как именно эти неоднородности и приводят к возникновению конвекции. Они, однако, предполагаются малыми по сравнению со средней плотностью р. Уравнение состояния записьгоается в простейшем виде [c.7]

Изложенная в предыдущих параграфах линейная теория, основанная на рассмотрении малых возмущений, позволяет найти границу устойчивости основного плоскопараллельного конвективного течения. Поведение возмущений конечной амплитуды в надкритической области и вторичные течения, развивающиеся в результате потери устойчивости основного течения, могут быть исследованы лишь на основе полных нелинейных уравнений конвекции. Вторичные режимы по своей структуре оказываются весьма разнообразными. Подробное их исследование, включающее анализ устойчивости, проводится в гл. vn. Здесь мы ограничимся изложением результагов прямого численного моделирования плоских пространственно-периодических вторичных режимов, возникающих при потере устойчивости основного течения в вертикальном слое относительно гидродинамических и волновых возмущений. [c.37]

Расчету конечно-амплитудных режимов посвящены работы Л.Е. Сорокина [34, 35]. С помощью метода сеток решались полные нелинейные уравнения конвекции смеси с учетом термодиффузии. Численно строились плоские решения, обладающие периодичностью вдоль вертикали. Для случая нормальной термодиффузии (е = 0,5) при Рг = 6,7 и Рг = 100 произведен расчет структуры конечно-амплитудных волн, ответвляющихся от основного плоскопараллельного режима на линии 26, рис. 86. Как и в случае однокомпонептной жидкости (см. 5), взаимодействие встречных (в данном случае концентрационных) волн приводит к образованию осциллирующих вихрей. [c.141]

Обращение в нуль декремента невырожденной монотонной моды в случае, когда основное движение и возмущение не обладают различными свойствами симметрии, означает исчезновение устойчивого стационарного решения вследствие его слияния с неустойчивым (рис. 174, л) при этом в системе могут возникать колебания конечной амплитуды с большим периодом (бифуркация рождения цикла из сепаратрисы седлоузла), либо происходит переход на какой-либо иной устойчивый режим. В задачах конвекции распространена ситуация, когда в результате монотонной неустойчивости развивается новое стационарное движение, не обладающее симметрией исходного. Прежнее движение при этом продолжает существовать как неустойчивое. В частности, эта ситуация имеет место при потере устойчивости равновесия в полости, подогреваемой снизу. Если параметры жидкости являются постоянными, то амплитуда в припороговой области описывается вещественным аналогом уравнения (38.1) при этом имеет место бифуркация типа вилки (рис. 174, б). При нарушении [c.281]

Заголовок главы 8 таков Иерархия нестабильностей лазерного излучения, хаос и пути возникновения хаоса . Математической основой в данном случае служит полученная в предыдущей главе система динамических уравнений для самопульсирующего лазера. Вводятся популярная в работах по синергетике модель Лоренца и сопутствующий ей странный аттрактор устанавливается соответствие лазерных уравнений и уравнений гидродинамики, описывающих конвекцию в ячейке Бенара. Основная часть главы отведена вопросам хаотизации характеристик лазерного излучения, экспериментальным иллюстрациям процессов удвоения периода, перемежаемости, перехода в пичковый режим и т. п. Читателю, желающему изучить этот круг вопросов более подробно и основательно, следует обратиться к уже цитированным монографиям Г. Хакена [1, 2], а также к статьям советских авторов [25, 26], [c.7]

Ввиду большой сложности механизма переноса тепла в ламинарном слое, расчетные формулы для вынужденной конвекции тепла oiы кивaют я почти всегда экспериментальным путем. Предполагается, что в газовом потоке вне ламинарного потока в результате интенсивного перемешивания массы тепло переносится главным образом за счет конвекции при сравнительно небольшом перепаде температур, который резко возрастает лишь в ламинарном слое. Принимая температуру газового потока одинаковой в любой точке поперечного сечения турбулентной зоны, представляющей основную часть всего потока (толщина ламинарного слоя ничтожна по сравнению с гидравлическим диаметром потока), уравнение 10.103 можно переписать в следующем виде [c.526]

Основной особенностью задач разбираемого сейчас типа является образующееся из-за нелинейности уравнений несоответствие между направлениями линий тока внутри пограничного слоя и во впещнем потоке. В то время как во внешнем безвихревом потоке имеет место простое сложение векторов скорости продольного и трансверсального потоков, внутри пограничгюго слоя, где движуще управляется нелинейными уравнениями (конвекция ), такой простой суперпозиции потоков уже пет. Разница между направлениями течений вне и внутри пограничного слоя позволяет говорить о наличии в этом случае в пограничном слое некоторых вторичных течений. В подавляющем числе задач о трехмерных пограничных слоях основное значение приобретает разыскание этих вторичных течений. В той простейшей задаче, которая сейчас будет рассмотрена, вторичные течения также существуют и будут определены. Рассмотрим задачу о пространственном пограничном слое вблизи лобовой критической линии разветвления набегающего на цилиндр потока, вдоль которой 7 = 0. На цнлиндре бесконечного размаха критическая линия располагается по образующей цилиндра, а положение ее зависит от контура нормального сечения цилиндра, от угла атаки, циркуляции. Для дальнейшего важно лишь, что, располагая начало координат на критической линии, будем иметь продольную U и трансверсаль[1ую W скорости tia вненшей границе пограничного слоя равными (с >0 — константа, зависящая от формы носка крыла и угла атаки) [c.601]

Можно избежать вывода уравнения конвективного переноса тепла, правда, только для простейшего случая, путем непосредственного обобщения основного дифференциального уравнения теплопроводности в твердом теле (1-П). Таким простейшим случаем является описываемый уравнением (4-9) случай несжимаемой жидкости, текущей с небольшими скоростями. В твердом теле, согласно сказанному ранее, производная температуры по времени может быть только локальной производной дТ1дх. При переходе же к текущей среде, в которой происходит конвекция, надлежит взамен локальной производной вводить субстанциальную производную йТ/с1х, которая при услов и стацнонарностп процесса превращается в конвектив- [c.74]

В табл. 13. 7 приведены основные расчетные уравнения для определения тоэффициента теплоотдачи вынузкденной конвекцией, а на рис. 13. 4— попра- [c.243]

Уравнения Лоренца Система трех автономных дифференциальных уравнений, обладающая хаотическими решениями. Выведена и исследована Э. Н. Лоренцем в 1963 г. как модель конвекции в атмосф зе. Эта система уравнений — одна из основных моделей хаотической динамики. [c.274]

Как уже упоминалось выше, для наших целей достаточно лишь небольших усовершенствований теории Гиббса. Однако тщательный анализ идей Гиббса, необходимый для установления этих изменений, приводит к одному побочному результату несколько неожиданной природы, который вызывает существенное изменение идейной основы теории и оказывается справедливым как для обратимых, так и для необратимых процессов. Основная идея Гиббса состоит в том, что данная термодинамическая система макросистема) сравнивается с некоторым ансамблем чисто механических систем микросистемы) и что движение этого ансамбля интерпретируется как течение в фазовом пространстве. Обычно предполагается, что это течение подчиняется уравнению неразрывности. Однако основания для такого предположения вызывают некоторые сомнения, поскольку это течение не представляет собой течения действительной среды. С другой стороны, легко видеть, что, для того чтобы объяснять произвольные термодинамические процессы, следует отказаться от этой гипотезы и заменить уравнение неразрывности уравнением переноса. Эта операция вопреки тому, что кажется на первый взгляд, согласуется с теоремой Лиувилля. Она опирается только на представление о том, что движение в фазовом пространстве не является чистой конвекцией или течением (как в случае действительной жидкости), но представляет собой налолчение на это явление процесса переноса, или потока (того типа, который встречается в теплопередаче). Различие между этими двумя типами движения тесно связано с различием между изэнтропическими и более общими процессами. В самом деле, легко видеть, что в отсутствие потока теорема Лиувилля исключает все неизэнтропические процессы. Новый [c.11]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...