Области вязкого течения

При 415° С фторопласт начинает разлагаться, не достигнув при этом области вязкого течения. [c.103]

В настоящей главе мы рассмотрим динамический пограничный слой на внешней поверхности тел, обтекаемых потоком жидкости с постоянными физическими свойствами. Мы будем употреблять термин внешнее течение в противоположность внутреннему течению для описания движения жидкости вдоль поверхности, толщина пограничного слоя на которой мала по сравнению с расстоянием до любой другой поверхности. В этом случае область вязкого течения ограничена с одной стороны поверхностью тела, а с другой — невязким потенциальным потоком. При внутреннем течении (в трубах) действие вязкости проявляется обычно во всем потоке между ограничивающими стенками. Только гидродинамический начальный участок трубы имеет характеристики, соответствующие внешнему течению. [c.102]

Из рис. 3 следует, что по мере приближения Ь к нулю область вязкого течения уменьшается, так как вязкость и влияние стенки действуют на меньшей длине ( ijL), в то время как внезапно наложенный поперечный градиент давления вызывает, что следует из решения для невязкого течения, немедленное перераспределение вихрей, которые [c.34]

В заключение следует отметить, что решение для невязкого течения является также решением для вторичного потока. Вопрос о вторичных течениях, относящихся к внутренним задачам аэродинамики, представляет большой интерес и неоднократно привлекал внимание исследователей [8 и 9]. С точки зрения аэродинамики следует отметить то обстоятельство, что с увеличением поперечного градиента давления предложенное решение обладает большей точностью, так как в этом случае уменьшается область вязкого течения. [c.37]

В нашей работе не ставится задача подробного рассмотрения процессов пластического вязкого течения, поскольку эксплуатация конструкционных полимерных материалов осуществляется, как правило, вне пределов температурной области вязкого течения, хотя в отдельных случаях при эксплуатации может иметь место наложение упругой, высокоэластической деформаций и вязкого течения, характеризуемого значительными остаточными деформациями. В зависимости от температуры и скорости приложения нагрузки механизм разрушения у одного и того же полимера может быть различным. Это в значительной степени усложняет количественную интерпретацию экспериментальных результатов по долговременной прочности, а также затрудняет прогнозирование прочностных свойств полимерных материалов. [c.120]

У передней кромки пластины на расстоянии порядка длины свободного пробега поток можно считать свободно-молекулярным, постепенно переходящим в область начала формирования ударной волны и пограничного слоя. Эту область иногда называют сращенным слоем. Затем наблюдается область вязкого течения, ограниченная ударной волной в виде достаточно отчетливо выраженной поверхности разрыва. Далее ударная волна отходит от пограничного слоя и ее воздействие на параметры последнего следует учитывать через поле скоростей и давлений между ударной волной и сформировавшимся пограничным слоем. Здесь необходимо принимать во внимание и вторичное воздействие пограничного слоя на течение заударной волной. [c.336]

В условиях прямой стратификации при определенных градиентах скорости и плотности, а также запасе энергии турбулентности формируются области вязкого течения, которые разделяют зоны развитого турбулентного течения. [c.215]

В их методе предполагалось, что приближения пограничного слоя справедливы во всей области вязкого течения. Используемая при этом схема течения изображена на фиг. 30. [c.276]

Как уже указывалось выше, число работ, содержащих различного рода приближенные методы расчета отрывных и безотрывных сверхзвуковых течений с распространением возмущений вверх по потоку с учетом эффектов взаимодействия, чрезвычайно велико. Однако большая их часть относится к небольшому числу основных направлений. Одно из направлений связано с использованием интегральных уравнений пограничного слоя. Задача об отрывном или безотрывном взаимодействии области вязкого течения с внешним невязким сверхзвуковым потоком сводится к интегрированию системы нелинейных обыкновенных дифференциальных уравнений первого порядка. Эти уравнения получаются формальным интегрированием уравнений пограничного слоя в поперечном направлении. В них входят определенные интегральные характеристики пограничного слоя толщины вытеснения, потери импульса, энергии и т. п. Кроме того, добавляется соотношение, определяющее связь между распределением давления в невязком сверхзвуковом потоке и толщиной вытеснения области вязкого течения. Информация о формах профилей скорости и энтальпии в пограничном слое оказывается утерянной и должна быть постулирована в виде каких-либо семейств кривых, зависящих от такого же числа свободных параметров, сколько имеется уравнений для определения их распределения по продольной координате. Для получения удовлетворительных результатов важное значение имеет выбор семейства профилей распределения параметров поперек пограничного слоя. Единственным критерием качества является сопоставление результатов с экспериментальными данными. [c.11]

Согласно принципу сращивания асимптотических разложений в области т] 1 ж в области 7 О с неизвестным пока масштабом, выражения (2.22) должны использоваться при определении внешних краевых условий для области вязкого течения. Это помогает угадать необходимый вид переменных в области т] 0 [c.48]

Области вязкого течения [c.93]

При снижении температуры, несмотря на снижение величины свободных температурных деформаций, повышается энергетический уровень, так как при этом повышаются упругие свойства металла. Момент времени, когда область вязкого течения становится пренебрежительно мала по сравнению с областью упругопластических деформаций, можно принять за момент начала развития остаточных напряжений или момент времени, с которого начинается процесс накопления внутренней упругой энергии. [c.244]

Величина накопленной внутренней энергии к моменту полного остывания зависит от коэффициента температурного расширения а, модуля упругости Е, температуры, при которой металл начинает в достаточной мере сопротивляться развитию деформации (практически исчезает область вязкого течения) [c.245]

Перемещающаяся кавитация представляет собой тип кавитации, при которой в жидкости образуются отдельные нестационарные каверны или пузырьки, движущиеся вместе с ней, одновременно расширяясь, сокращаясь и затем схлопываясь. Такие перемещающиеся нестационарные пузырьки могут возникать в точках низкого давления на твердой границе и в объеме жидкости либо в ядре движущихся вихрей, либо в области вязкого течения с высоким уровнем турбулентности. Перемещение этих каверн при такой кавитации является их отличительной особенностью по сравнению с другими типами нестационарных каверн. При визуальном наблюдении невооруженным глазом перемещающаяся кавитация может показаться сплошной квазистационарной кавитационной зоной. Каверны непрерывно уносятся со скоростью, равной местной скорости потока, увеличиваются в зоне пониженного давления и начинают сразу же схлопываться, как только попадают в зону с давлением, превышающим давление насыщенного пара. Схлопывание часто сопровождается рядом повторных расширений и схлопываний, вызывающих пульсации давления [53]. [c.7]

Здесь V ,, Р/, соответствуют основному течению при обтекании пластины однородным потоком, а V, /7 - возмущениям, порождаемым неоднородностью. Развитие возмущений описывается линеаризованными относительно основного течения уравнениями Навье - Стокса с условиями прилипания на поверхности пластины и граничными условиями во внешнем потоке, следующими из (1.2). Их решение ищется методом сращиваемых асимптотических разложений. Поле течения разбивается на две области окрестность передней кромки размером порядка единицы (х г 1), течение в которой является невязким, и область вязкого течения длиной х / и высотой г I. [c.112]

Среди стационарных течений вязкого газа имеется достаточно широкий и представляющий интерес для технических приложений класс течений, в которых передача информации вверх по потоку либо незначительна, либо может быть учтена с помощью интегральных характеристик. К такому классу течений относятся смешанные течения, в которых звуковая поверхность перекрывает большую часть потока. Вследствие того что малые (акустические) возмущения не распространяются против сверхзвукового потока, в указанных течениях физические условия на правой границе, расположенной вниз по потоку от звуковой поверхности, слабо влияют на основную область потока из-за наличия тонких дозвуковых областей вязкого течения [1-5]. В случае внутренних течений такая ситуация реализуется, например, в соплах Лаваля [c.30]

В другом случае, когда число столкновений между частицами велико, а длина пути свободного пробега частиц мала, движение частиц аналогично вязкому течению со скольжением. Вязкость твердой фазы отражает взаимодействие частиц между собой на микроскопическом уровне. В области, где плотность твердой фазы равна рр, напряжение сдвига Тр и коэффициент трения [c.234]

С твердой стенкой органически связано наличие вязкого подслоя появление его обусловлено тем, что твердая стенка препятствует переносу импульса турбулентными пульсациями в направлении к стенке и приводит к затуханию последних по мере приближения к стенке. Таким образом, при обтекании турбулентным потоком жидкости твердых тел, при турбулентном течении жидкости по каналам и т. д. область развитого турбулентного движения всегда соседствует с областью вязкого движения (вязким подслоем), вследствие чего имеются не один, а два характерных геометрических размера движения во-первых, размер всего потока в целом Ь и, во-вторых, размер области вязкого движения, т. е. толщина вязкого подслоя. Естественно считать, что в рассматриваемых условиях именно эти характерные размеры будут определять масштаб турбулентных пульсаций сверху масштаб турбулентных пульсаций должен ограничиваться размером потока Ь, а снизу — [c.418]

Достаточно очевидно, и это подтверждается опытом, что по мере приближения к стенке турбулентные пульсации должны затухать и, следовательно, должен существовать пристенный слой, где течение почти или полностью ламинарное. Такой слой называют вязким подслоем как показывают опыты, пульсации в нем хотя и наблюдаются, однако существенного влияния на структуру течения не оказывают. Толщина вязкого подслоя, как правило, невелика (составляет доли миллиметра). В пределах вязкого подслоя Тц > Хт и последним можно пренебречь. По мере удаления от стенки роль турбулентных пульсаций возрастает и, начиная с некоторого расстояния, > т . Таким образом, весь поток можно разбить на область турбулентного течения и вязкий подслой, в результате чего получаем двухслойную модель турбулентного потока. Для турбулентной области можно пренебречь чисто вязкостными напряжениями и принять [c.97]

Рассмотрим (рис. 5.20) обтекание плоского круглого диска потоком вязкой жидкости толщина диска б существенно меньше его диаметра с1. Очевидно, в рассматриваемом случае силами трения следует пренебречь, так как длина участка возможного формирования пограничного слоя б ничтожна по условию. Поэтому сила сопротивления будет определяться только разностью давления перед диском и в области отрывного течения за ним. Расчетная формула для силы сопротивления давления имеет вид [c.256]

Более высокие значения Re,,, в указанных пределах отвечают меньшей возмуш,енности натекающего потока. Если скорость вне пограничного слоя увеличивается вниз по течению (давление падает, конфузор), то область ламинарного течения удлиняется. В противоположном направлении действует замедление (давление растет, диффузор), при котором область ламинарного течения укорачивается. Как бы то ни было, при турбулизации слоя изменяется природа сил, тормозящих течение вблизи стенки. В ламинарном слое развивается обычное вязкое трение, имеющее в своей основе чисто молекулярный процесс переноса количества движения, в турбулентном же слое торможение вызывается турбулентным переносом количества движения, который проявляется в действии соответствующих сил турбулентного трения. Однако и при турбулентном пограничном слое в классической теории принимается, что торможение в предельной близости к стенке происходит только за счет вязкого трения, поскольку пульсации скоростей там затухают и к самой стенке прилегает тонкий ламинарный подслой (фильм). [c.106]

Его можно было бы вывести прямо из пропорции ( ), положив = и и гр = 0. с физической стороны это значит, что закономерности, свойственные турбулентной области, распространяются вплоть до стенки, как если бы вязкого пристенного слоя не было. Конкретнее говоря, при Рг= 1 количественное соотношение между эффектом подтормаживания жидкости и количеством переносимого в направлении к стенке тепла одинаково в турбулентном и вязком течениях. Практически именно так обстоит дело при течении газов. Однако для жидкостей, в особенности очень вязких, соответствующая поправка должна быть введена. [c.119]

В опубликованных работах по теплообмену при сверхзвуковых скоростях потока обычно приводятся общие дифференциальные уравнения вязкой жидкости. Затем для математического упрощения задачи используется метод Прандтля — Кармана, при котором опускается второй механизм образования тепла за счет акустической сжимаемости, т. е. по существу решаются нестационарные уравнения гидродинамики. Следовательно, задача сводится к обычной задаче теплообмена в области дозвукового течения. Однако характеристики акустической сжимаемости, скрытые в общих уравнениях гидродинамики, могут по- [c.15]

Решение для области вязкого течения при наличии бокового градиента давления может быть получено в виде уравнения (22), т. е. без предварительного определения размеров области, в которой это решение применимо. В результате получается уравнение, аналогичное уравнению (24), с той разницей, что теперь уравнение уже не является однородным и будет содержать дополнительную константу. Следовательно, функции Виттакерса, появляющиеся в решении, не могут быть упрощены. Для получения решения неоднородного уравнения необходимо воспользоваться решением однородного уравнения в виде функции Грина. Однако это приводит к интегрированию функций Виттакерса, что является очень сложной задачей, которую можно решить, очевидно, только численным методом. Решение ограничивается областью 0решения задачи принимаем, что распределение скоростей в рассматриваемой области пограничного слоя можно описать полиномом [c.32]

Горячий внешний след охлаждается главным образом за счет турбулентной диффузии и теплопроводности, однако в равновесных условиях внешний след остается горячим даже после изо-энтропического расширения до давления, равного внешнему. Внутренний след , или турбулентное ядро с вязкими потерями около тела и в свободном вязком слое, также может быть горячим. Турбулентное ядро охлаждается в процессе расширения и турбулентного перемешивания, но это происходит на расстоянии порядка сотен диаметров тела вниз по потоку, так как ядро окружено горячей внешней областью вязкого течения. [c.32]

Однако около угловой точки давление и угол наклона вектора скорости меняются на порядок по величине на малой длине. Тогда в области толщиной Ве имеющей всегда дозвуковой участок профиля скорости, составляющие скорости и, е , нормальные и тангенциальные к поверхности тела, имеют одинаковый порядок величин. Из уравнений неразрывности и импульса следует, что на длинах в окрестности угловой точки продольный и поперечный градиенты давления имеют одинаковый порядок. Использование этих оценок при совершении предельного перехода Не оо в уравнениях Навье — Стокса приводит к уравнениям Эйлера. Однако решения уравнений Эйлера не позволяют удовлетворить условиям прилипания на контуре тела. Поэтому на длинах Не / приходится рассматривать еще один, более тонкий слой, в котором главные члены уравнений Навье — Стокса, связанные с вязкостью, имеют порядок инерционных членов. Из этого условия вытекает оценка толщины области вязкого течения, которая оказывается пропорциональной Не" . В случае обтекания нетеплоизолнрованного тела возникают дополнительные особенности предельного решения уравнения энергии, с которыми можно познакомиться в работе [21]. Использование известного принципа асимптотического сращивания решений в разных характерных областях течения (см., например, [41]) позволяет получить все необходимые граничные условия. Сращивание решений для локальной области, имеющей продольный и поперечный размеры Не" / , и для внешнего сверхзвукового потока дает внешнее краевое условие для локальной области. Сращивание с решением в невозмущенном пограничном слое дает профили параметров в невозмущенном набегающем потоке , т. е. при (ж/Не" /2) ----оо. Из-за малой толщины области вязкого течения [c.249]

Согласно классической схеме Прандтля, около пластины при Re оо можно выделить область невязкого течения и тонкий по сравнению с продольным размером тела пограничный слой. Решение, описывающее течение в пограничном слое вблизи точки, где трение на поверхности обрашается в ноль, перестает быть равномерно точным, что приводит к необходимости введения в рассмотрение пристеночной области вязкого течения и области невязкого течения [Goldstein S., 1948 Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М., 944]. По мере приближения к точке нулевого трения толщина вытеснения пограничного слоя растет, что приводит к появлению индуцированного градиента давления, Из анализа оценок, приведенных ниже, следует, что для анализируемого режима течения градиент давления, индуцируемый пограничным слоем в окрестности точки нулевого трения, имеет тот же порядок, что и заданный градиент давления dp/dx = К = 0(1). Предельный случай малой величины отношения индуцированного и заданного градиента давления приводит к схеме, в которой в главном члене течение описывается решением, не учитывающим взаимодействие, что не позволяет устранить особенность и продолжить решение за точку нулевого трения [Stewartson К., 1970, Ь]. [c.42]

Течение вблизи задней кромки пластины, обтекаемой несжимаемой жидкости исследовано в работе [Goldstein S., 1930], где показано, что толщина области вязкого течения в следе зависит от расстояния до задней кромки как Таким же образом меняется и минимальная величина скорости на оси следа (рис. 6.11). В рассматриваемом случае мы имеем дело со сжимаемым течением, но при ненулевых значениях температурного фактора поверхности пластины в первом приближении течение вблизи оси следа характеризуется постоянной величиной плотности. Можно показать, что при ненулевых значениях температуры поверхности пластины изменение плотности вблизи оси следа, обусловленное разгоном, мало при малых расстояниях от задней кромки. Поэтому в рассматриваемом случае функциональный вид координатных разложений для области вязкого течения вблизи оси следа такой же, как и в статье [Goldstein S., 1930 . [c.284]

А. Н. Колмогоровым показано, что в области волновых чисел, где преобладает перенос энергии по спектру в результате инерционн ых сил, трехмерный спектр изменяется по степенному закону ( ) п5/3 в области вязкой диссипации (большие волновые числа) Гейзенберг получил закон Г(ге) п . Оба указанных закона представлены на рис. 13.9. Анализ опытных данных показывает, что закон —5/3 хорошо проявляется при больших числах Рейнольдса. Например, в атмосфервых течениях этот закон выполняется для достаточно большого диапазона волновых чисел. [c.271]

Если в формулах (173) и (174) величина п = , то получаем закон вязкого течения при полном завершении динамической рекристаллизации (полная горячая де-( формация). Линейно-вязкое течение справедливо в области 1 на рис. 239, 240. В этом случае интенсивность (скорость) разупрочнения не зависит от времени и пропорциональна действующему напряжению скорости деформации достаточно низкие и ниже скорости разупрочнения. В результате наблюдается преимущественно вязкое течение по границам зерен по механизму, например Херринга — Набарро. Формулы (173) и (174) справедливы и при более высоких скоростях деформации. В этом случае м<1 и разупрочнение контролируется динамическими процессами рекристаллизации и полигони- [c.457]

В рассматриваемых реакциях вследствие пирогидролиза хлористого титана происходит образование соляной кислоты, которая поддерживает в активном состоянии поверхность титана в местах разрушения окисной пленки, способствует процессам локального растворения и насыщения металла водородом. Чем больше химическая гетерогенность металла, тем более интенсивно протекают процессы локального растворения и тем активнее происходит насыщение металла водородом. При этом следует иметь в виду, что склонность к водородной хрупкости при нагружении металла в области температур 250—500°С существенно отличается от хрупкости при 20°С. При температурах горячесолёвого растрескивания выделения гидридов, по-видимому, не происходит из-за очень высокой растворимости водорода в металле, и сами гидриды не могут проявить хрупкость при данных температурах. Водородная хрупкость в этом интервале температур возможна лишь при сравнительно высоких концентрациях водорода как обратимая водородная хрупкость, связанная с повышенной концентрацией водорода на границах зерен. Эта концентрация способствует возникновению локального вязкого течения и соответственно охрупчиванию металла. [c.77]

На рис. 1.33 показана кривая зависимости деформации е от времени t при нагружении образца (область I) и после снятия нагрузки (область II). После приложения нагрузки в образце практически мгновенно возникает деформация Бу, которую можно назвать условно упругой. Затем с течением времени на участке АВ развивается высокоэластическая деформация, сопровождающаяся вязким течением. Если к концу промежутка времени развитие выокоэласти-ческой деформации завершается, то далее происходит лишь вязкое течение, описываемое в простейшем случае уравнением [c.45]

Рнс. 4, Схема течения в сверхзвуковой струе, вытекающей во всгрсчлый поток У — область течения I аза, выходящего И1 on.ia 2 — облаетг, встречною 110]0ка . — область застойною течения 4— (критическая точка В— область вязкою jjeptMeuJHRa-ния. [c.14]

Во внеш. электрич. поле на локализованный электрон действует сила, вызывающая постулат, движение электрона вместе с окружающей его областью изменённого параметра. Поэтому Ф. могут играть роль свободных носителей заряда. Обычно флуктуонные состояния отделены от состояний зонных электронов потенц. барьером, так что Ф. могут фигурировать в качестве носителей заряда одновременно с зонными электронами. Ф. не обладают обычным механизмом подвижности, т. к. эфф. длина пробега Ф. меньше их радиуса. Движение Ф. сопровождается диффузией атомов или спинов либо вязким течением в среде. "Поэтому подвижность Ф. нельзя рассчитать, решая кинетическое уравнение, а необходимо использовать подход, при к-ром вычисляется энергия, диссипирующая в среде при постулат, движении Ф. При значит, концентрациях носителей заряда может стать существенным взаимодействие Ф, друг с другом. Оно приводит к образованию флук-туонных комплексов, содержащих два (бифлуктуоны) и более электрона. [c.329]

Задачи вязкого течения жидкостей и газов в пограничном слое при внешнем обтекании тел. Этот класс объединяет все задачи ламинарного и турбулентного, стационарного и нестационарного режимов течения однородных и миогокомионентных газов и жидкостей при свободном и вынужденном обтекании плоских и пространственных тел с произвольным распределением скоростей в потенциальном или завихренном потоке при произвольных условиях на границах и на поверхностях разрывов, Задачи данного класса описываются системой дифференциальных уравнений параболического типа, содержащей по крайней мере одну одностороннюю пространственную или временную координату, вдоль которой протекающий процесс зависит только от условий на одной из границ рассматриваемой области. Например, для задач теплообмена при неустановившемся ламинарном или турбулентном двумерном движении однородного газа система, состоящая из уравнений неразрывности движения и энергии, имеет вид [c.184]

Задачи вязкого течения жидкости и газа в замкнутых областях. Этот класс з.адач объединяет все ламинарные и турбулентные, стационарные и нестационарные режимы течения однородных и многокомпонентных газов [c.186]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...