Динамика невязкой жидкости

ДИНАМИКА НЕВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ [c.51]

В свете этой теории поток вязкой жидкости делят на две области пограничный слой, где вследствие преобладания сил трения используются уравнения динамики вязкой жидкости, и внешний поток, к которому обычно можно применять закономерности динамики невязкой жидкости. [c.10]

УРАВНЕНИЕ ДИНАМИКИ НЕВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ [c.61]

Дифференциальные уравнения динамики невязкой жидкости в форме Эйлера [c.64]

Это дает простую возможность использовать при выводе уравнений динамики невязкой жидкости вывод дифференциальных уравнений гидростатики, изложенный в 2. [c.64]

Полученная система уравнений отличается от системы (20.1) уравнений динамики невязкой жидкости — уравнений Эйлера — слагаемым вида [c.117]

Механизм отрыва при обтекании угла может быть объяснен свойством инерции пограничного слоя. Этот инерционный срыв в точке С (рис. 158, а) с последующим распадом на вихри уже рассматривался в 17 с позиций динамики невязкой жидкости (поверхности раздела). На рис. 159 представлена картина обтекания угловатого тела, где хорошо видны отрывные течения за углами. [c.302]

Если в уравнениях (1-32) положить v=0, т. е. рассматривать идеальную жидкость, то получим уравнения динамики невязкой жидкости в форме уравнений Эйлера. [c.24]

Первым из них является инвариантность законов динамики невязкой жидкости относительно группы (18) преобразований Ланжевена [c.190]

Невязкая жидкость — это модель жидкости, т. е. идеализированная среда, не встречающаяся в природе и технике. Однако изучение законов динамики этой идеализированной среды имеет большое значение. При решении некоторых задач применение законов движения невязкой жидкости для расчета реальных явлений дает результаты, достаточно точно описывающие реальное явление (например, при обтекании тел вытянутой плавной формы — крыла, лопасти рабочего колеса турбины). Кроме того, уравнения динамики невязкой жидкости в некоторых случаях служат исходными для получения уравнений движения вязкой жидкости. [c.76]

ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ КИНЕМАТИКИ И ДИНАМИКИ НЕВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ [c.51]

Поэтому сначала рассмотрим динамику некоторой абстрактной жидкости, не имеющей свойства вязкости. Такую абстрактную жидкость, у которой, следовательно, при движении не будут возникать касательные напряжения (не будет трения), назовем невязкой жидкостью. [c.51]

В парожидкостных системах под влиянием изменения внешнего давления и (или) процессов теплообмена объемы пара и жидкости могут значительно изменяться во времени. Для многих приложений модельной задачей здесь служит расширение (схлопывание) сферической газовой полости в жидкости (подводный взрыв, кавитация). Эти нестационарные задачи успешно решаются с использованием приближения невязкой несжимаемой жидкости. То же приближение оказывается вполне оправданным при анализе динамики паровых пузырьков при кипении. Настоящая глава посвящена нестационарным течениям эффективно невязкой жидкости. [c.231]

Теоретическая гидроаэромеханика этого периода рассматривала в основном невязкую (или так называемую идеальную) жидкость, внутри которой при ее перемещении не возникает внутреннее трение. Таких жидкостей в природе не существует, однако теория, построенная на этом допущении, в известных условиях позволяла найти достаточно правильную кинематическую картину потока уравнения динамики идеальной жидкости, не учитывающие силы трения, приводили к результатам, которые, как правило, расходились с данными эксперимента. [c.9]

В гидродинамике невязкой жидкости особенно полно разработана теория плоских стационарных (установившихся) движений. Пусть, например, плоский безграничный поток обтекает цилиндрическое (или призматическое) тело, бесконечное в направлении, перпендикулярном к скорости течения, длины. Характер обтекания тела будет одинаков во всех плоскостях, перпендикулярных к образующим (или ребрам) тела. Следовательно, для исследования кинематики и динамики такого потока достаточно рассмотреть плоскую задачу обтекаемого тела. В этом случае скорости и давления зависят только от двух координат, пусть, например, х и у, также функцией этих двух координат являются проекции и Vy скорости течения. [c.79]

Вводные сведения. Основные физические свойства жидкостей и газов. Основы кинематики. Общие законы и уравнения статики и динамики жидкостей и газов. Силы, действующие в жидкостях. Абсолютный и относительный покой (равновесие) жидких сред. Модель идеальной (невязкой) жидкости. Общая интегральная форма уравнений количества движения и момента количества движения. Подобие гидромеханических процессов. [c.187]

И, следовательно, следствием второго закона Ньютона оно справедливо для стационарного течения несжимаемой и невязкой жидкости. Это уравнение играет важную роль в динамике идеальной жидкости. Но и применение его к реальным жидкостям и газам позволяет установить общую картину распределения давления и скоростей при ламинарных течениях. Эта картина тем ближе к реальному распределению давлений и скоростей, чем меньше проявляется сжимаемость и вязкость. [c.273]

Целью настоящего очерка является описание современного состояния общей динамики и термодинамики вязких жидкостей и газов, а также важнейших ее прикладных разделов — таких, как теории пограничного слоя и его взаимодействия с внешним невязким потоком, образования срывных зон вблизи поверхности тела, тепломассопереноса и теплозащиты поверхностей тел в гиперзвуковых потоках. По возможности, в очерке намечаются направления дальнейших исследований, отвечающих ближайшим задачам, этого важного раздела гидрогазодинамики. [c.507]

Как видно из основного труда Лагранжа [74], он рассматривал сплошную среду как несвободную систему, сосредоточив внимание на невязкой несжимаемой жидкости. Исходя из общего уравнения динамики и метода множителей, Лагранж получает общие уравнения гидродинамики с множителем %. Здесь Лагранж вводит известные переменные, носящие теперь его имя. Эти переменные индивидуализируют частицы среды, в частности жидкости. Физический смысл множителя X вытекает из заключений, приведенных в основах аналитической механики. Множитель Х — давление, производимое на поверхность выделенного объема жидкости остальной жидкостью [74, с. 312]. [c.8]

Анализируя работы по различным разделам механики сплошной среды — теории упругости и пластичности, механике невязкой и вязкой жидкости, газовой динамике и различным обобщениям этих классических частных случаев механики сплошной среды, можно заметить, прежде всего, что средством исследования здесь является главным образом математический анализ и, следовательно, все эти работы вписываются в рамки общей аналитической механики, о которой шла речь в 1. При этом чаще всего сплошную среду рассматривают как свободную механическую систему, неявно применяя аксиому об освобождаемости от связей и заменяя действие внутренних связей их реакциями, которыми, в частности, являются компоненты тензора напряжений Коши. Впрочем, об реакциях обычно не упоминают. Исключение составляют работы [52, 93]. Но эти работы, до известной степени, выходят за рамки классических представлений. [c.11]

Изучение основ динамики невязкой жидкости позволит нам в следующей главе перейти к рассмотрению динамики реально существующих в природе жи.дкостей, характеризующихся то11 или иной степенью вязкости. [c.51]

Из анализа уравнений Навье—Стокса [68] можно [юказать, что движение жидкости, вызванное сжатием или расширением сферического пузырька, описывается уравнением невязкой жидкости, а влияние вязкости учитывается граничными условиями. Из курса динамики вязкой жидкости известно, что при движении вязкой жидкости возникают касательные напряжения и изменяются нормальные напряжения (по сравнению с невязкой жидкостью). На основании гипотезы Ньютона при ламинарном [c.31]

Уравнения кинематики и динамики жидкости весьма значительно отличаются от аналогичных уравнений для твердого тела. Это вызвано прежде всего особенностями исследуемого объекта, т. е. жидкости, частицы которой не имеют жесткой связи между собой. Отсутствие жесткой связи существенно усложняет рассмотрение процессов, происходящих в жидкости. Для упрощения изучения течений в гидромеханике широко используется так назьшаемая идеальная жидкость. Под этим термином понимают не существующую в природе абсолютно невязкую жидкость. Тогда происходящие явления сначала исследуются применительно к идеальной жидкости, а затем полученные закономерности переносятся с введением корректирующих поправок на потоки реальных жидкостей. [c.47]

Кроме того, очевидно, что в невязкой жидкости вращение сферы не оказывает на окружающую жидкость никакого влияния следовательно, момент инерции сферы остается неизменным. Это наводит на мысль, что (если пренебречь влиянием сил тяжести) сфера в такой жидкости динамически эквивалентна более тяжелой сфере в вакууме, кажущаяся масса т = m + т которой есть сумма массы сферы т и присоединенной массы т, равной половине массы вытесненной воды, но момент инерции которой не изменяется. Это будет строго доказано в 109, где мы покажем, что все динамические характеристики всякого безвихревого несжимаемого течения можно вывести из выражения для его кинетической энергии при помощи общих уравнений ла-гранжевой динамики. [c.197]

Кроме изложенного, можно сделать еще одно теоретико-груп-повое замечание. Стационарным движением в динамике называют движение, которое, если рассматривать его по отношению к осям, связанным с телом, не зависит от времени. Как и в формуле (13), ускорение q стационарного движения увеличивает значение Qi = diTifqj)ldt - dT /dqi)q q на величину Tij qj. Следовательно, для того чтобы получить силы при произвольном движении, мы просто можем сложить силы, соответствующие ускорению q из начального состояния покоя, рассмотренные в 100—102, и силы, действующие при стационарном движении. Так, если мы хотим определить силы, действующие на твердое тело при его стационарном движении в идеальной (т. е. несжимаемой невязкой) жидкости, то мы можем определить силы и при любом движении. Поэтому мы ограничимся задачей определения сил, действующих при стационарном движении. [c.220]

Основные понятия. Динамика завихренности представляет собой один из многообещающих теоретических подходов к пониманию природы явления турбулентности. В случае невязкой жидкости она также обеспечивает физический пример нелинейных гамильтоновых систем бесконечной размерности и представляет интерес в связи с современными работами по динамическим сист мам и хаотическим явлениям. [c.211]

При решении задач динамики, в частности колебаний, приходится схематизировать физические явления и свойства упругих элементов. Например, силы сопротивления движению обычно принимают пропорциональными скорости или не зависящими от скорости (силы трения без смазки), хотя в действительности таких сил нет. Силы, возникающие в упругих элементах, при малых колебаниях считают линейно зависяш,ими от координат. Схематизируются и свойства жидкости — она принимается вязкой или невязкой, сжимаемой или несжимаемой схематизируются свойства упругого основания железнодорожного пути, колес автомобиля, крыльев самолета, подшипников скольжения и качения и т, д. [c.11]

Согласно теореме, доказанной в гл. 1, течение невязкой несжимаемой жидкости, в формировании которого участвует три моды, описывается уравнениями Эйлера движения обычного гироскопа. С такими уравнениями совпадает, в частности, простейшаяХмодель двумерной гидродинамики, предложенная Лоренцем [154]. Трехмодовая аппроксимация нередко применялась в гидродинамике. Например, задача о свободном жидком вращении внутри эллипсоида ( 2 гл. 1) нашла применение в теории приливов [79, 240] и при изучении динамики тел с полостями, заполненными жидкостью [109, 179, 207]. К числу других примеров относятся задачи о резонансном взаимодействии планетарных волн ( 6 гл. 2), о плоском течении жидкости под действием периодической силы ( 4 гл. 2) и некоторые другие, о которых речь пойдет ниже. [c.56]

Поправки к форме поверхности незаряженной капли, потенциалам скоростей и частотам колебаний во втором порядке малости по амплитуде начального возмущения равновесной формы капли получены в [2] методом Линштедта - Пуанкаре. В экспериментальных исследованиях сдвига частоты при нелинейных колебаниях капли в условиях отсутствия силы тяжести [3] установлено хорошее согласие с данными [2]. На основе метода многих масштабов в [4] исследованы осцилляции конечной амплитуды заряженной капли идеальной несжимаемой жидкости, вызванные начальным возбуждением первых трех мод (п = 2, 3,4), для заряда капли Q, меньшего рэлеевского предела Q .. Нелинейная динамика осесимметричных осцилляций поверхности невязкой заряженной капли вблизи рэлеевского предела проанализирована в [5]. В аналогичной постановке нелинейный анализ неосесимметричных колебаний капли проведен в [6]. [c.173]

Такой приём разделения течения па газом, так и к течению жидкостей и относит, скольжение ч-ц жидкости, невязкую и вязкую части применим и к газов внутри каналов разной формы. В то же время большинство жидкостей изучению движения сжимаемых сплош- Четвёртой задачей явл. исследование оказывает значит, сопротивление сжа-ных сред (газов), легко изменяющих движения воздуха в атмосфере и воды тию, и они практически не изменяют свой объём, а следовательно и плот- в морях и океанах, к-рое произво- свой объём под действием всесторонность, под действием сил давления дится в геофизике (метеорология, фи- них сил давления, нормальных к или при изменении темп-ры (в отличие зика моря) с помощью методов и ур-ний поверхности, ограничивающей рассмат-от несжимаемых жидкостей). Раздел Г. К ней примыкают задачи о распро- риваемый объём. В теор. Г. для опи-Г., в к-ром изучается движение ежи- странении взрывных и ударных волн сания движения несжимаемой жид-маемых сплошных сред, наз. газовой и струй реактивных двигателей в кости, обладающей сплошностью и динамикой. воздухе и воде. текучестью, а также вязкостью, ха- [c.118]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...