Локальная структура поля скорости

Локальная структура поля скорости [c.322]

При изучении локальной структуры поля скорости и х, 1) мы [c.346]

Используемые в акустике представления о границах областей также представляют собой существенную идеализацию. Говоря о границе, по сути, отвлекаемся от каких-либо ее физических свойств и воспринимаем ее в рамках эвклидовой геометрии. Как следствие этого в задачах излучения и рассеяния звука часто граничные условия формулируются на поверхностях, включающих в себя угловые точки или линии. Обтекание таких участков границы идеальной жидкостью характеризуется наличием в поле скоростей локальных особенностей, т. е. при приближении по жидкости к такой угловой точке скорость частиц жидкости стремится к бесконечности Учет этого очень важен для правильной постановки граничных задач акустики 1.), 125, 171], Существо вопроса, связанного с формулировкой условий на ребре, легко понять из следующих рассуждений. Рассмотрим в укрупненном изображении окрестность вершины клина (рис. 1), имеющего бесконечную протяженность в направлении, перпендикулярном к плоскости рисунка. Положение произвольной точки в окрестности клина определим координатами р и 0 Стороны клина 0 = О и 0 = 0 будем предполагать идеальными — акустически мягкими или жесткими. В области вне клина существует звуковое поле с частотой со. Необходимо определить структуру звукового поля в окрестности вершины. [c.10]

Заключение. Калиброванные по скважинным данным модели анизотропных полей скоростей в области глубин помогают избежать многих проблем в обработке данных обменных волн, и могут быть использованы для улучшения схемы съемки и интерпретации/подтверждения действительности. Мы показали, насколько выгодна интеграция скважинных данных в обработку данных обменных волн, поскольку имеется ряд проблем, обратиться к которым помогают скважинные данные. Тем не менее, общепринятая обработка и интерпретация также могут принести значительную пользу. Мы показали результаты, где используется локальная 1-D VTI модель, но польза для получения 3-D изображения структур не менее важна. [c.50]

Понятие гиперболичности служит матем. выражением и конкретизацией свойства локальной неустойчивости траекторий. Обычно предполагается, что фазовым пространством системы служит нек-рое риманово многообразие (см. Риманово пространство) X, а динамика задаётся гладким отображением Т = Т Х- Х (случай каскада) или гладким векторным полем на X (случай потока). Наличие римановой структуры позволяет измерять длины кривых и объёмы подмножеств, принадлежащих X, а также длины векторов в касательных пространствах к X. Гиперболичность — это свойство отд. траекторий 0(х) = Т х , формулируемое в терминах касательных отображений (решений ур-ний в вариациях — в случае потока), отвечающих ДС Г . Его смысл в том, что при каждом г имеется три типа поведения точек, бесконечно близких к точке Т х при своём дальнейшем движении под действием ДС точки первого типа с экспоненциальной скоростью сближаются с траекторией точки х, точки второго типа с экспоненциальной скоростью удаляются от неё, а точки третьего (нейтрального) типа ведут себя промежуточным образом. Этим трём типам поведения отвечает представление касательного пространства к А" в точке Т х в виде прямой суммы подпространств, переходящих друг в друга вдоль траектории под действием касательных отображений. В случае каскада точек нейтрального типа может не быть совсем, а в случае потока они всегда есть — из таких точек состоит сама траектория 0(х). При изменении направления времени точки первого и второго типа меняются ролями, а точки третьего типа сохраняются. [c.631]

Турбулентные потоки диффузии и тепла в развитом турбулентном потоке. Выражение для объемной скорости возникновения полной энтропии ) упрощается для важного случая локально стационарного состояния развитого турбулентного поля, когда в структуре турбулентности существует некоторое внутреннее равновесие, при котором производство энтропии турбулизации примерно равно ее стоку. Как показывают измерения бюджета энергии [c.224]

Исходя из необходимости учета неравновесности реального поля турбулентности, будем, как и в Гл.7, предполагать существование некоторого внутреннего равновесия в структуре турбулентности по отношению к полю средних скоростей и температур, при котором коэффициенты турбулентного обмена могут быть выражены через параметры <е > и Ь и локальные свойства среды соотношениями типа [c.281]

Таким образом, в широком диапазоне изменения параметров и законов начальной закрутки (лопаточные эавихрители) установлено, что локальная структура закрученного потока однозначно характеризуется интегральным параметром закрутки Можно считать, что этот параметр характеризует подобие полей скоростей при течении закрученного потока в трубах, [c.47]

Экспериментальное исследование локальной структуры закрученного потока в пристенной области канала выполнено в условиях, описанных в разд. 2.1. Поле скоростей зондировалось с помощью термоанемометра, в опытах использовались однониточные датчики с прямой нитью из позолоченного вольфрама длиной 1...2 мм и диаметром 6...8 микрон. Точность линейного перемещения зонда составляла 0,01 мм, углового — 1°. Все измерения проводились на основном участке канала, где область пристенного течения имеет достаточно большзло толщину (л>15). [c.54]

PrV-образов течения, полученных в соответствующие моменты времени с временной задержкой в О, Г, 2Т, ЗТ. Такое кратно-периодическое осреднение мгновенных полей скорости позволяет, как и в стационарном случае, существенно уменьшить случайную ошибку измерений, и, с другой стороны, оно практически полностью устраняет ошибку смещения, связанную с нестационарными изменениями структуры потока. На цв. рис. 6 демонстрируется сравнение полученных результатов с трехмерным нестационарным расчетом, метод которого детально описан в [Shen et al, 2001]. На рисунке показаны сечения 25 мгновенных трубок тока постоянного расхода с неравномерным шагом, как и на цв. рис. 5. Размер окна определяется координатами [-3R/A-, ЪК/А] в горизонтальном и [ii/8 1Н/Щ в вертикальном направлениях. Из приведенных сечений трубок тока видно перемещение области пузыревидного распада вихревой структуры в осевом направлении сверху вниз, причем размах колебаний существенно превосходит амплитуду колебаний визуализированной структуры течения (рис. 7.66). Кроме того, PIV-образы течения фиксируют существование замкнутого пузыря, в то время как он полностью отсутствует при визуализации. В момент времени t = Q пузырь находится в высшей точке своей траектории (у неподвижного дна) и растет, достигая своего максимального размера при t = Т/А. Затем он сносится основным потоком вниз к вращающейся крышке, одновременно уменьшаясь в размере вплоть до полного исчезновения. В момент времени t-T/2 пузырь находится в нижней точке своей траектории и еще отчетливо фиксируется. При i = ЗГ/4 пузырь визуально не наблюдается, но на его перемещение вверх указывает локальное расширение трубок тока у оси, отчетливо наблюдаемое в верхней части рисунков. Затем, достигнув крайнего верхнего положения, пузырь возникает вновь (момент времени i = 0) и начинает расти в размерах. Цикл повторяется снова. [c.471]

Работы Колмогорова послужили основой последующего развития теории локальной структуры турбулентности в 40—60-х годах текущего столетия. За этот период была изучена локальная структура не только поля скорости, но и полей концентрации пассивных примесей и температуры (включая случай температурно-стратифицированной тяжелой жидкости, в котором, благодаря появлению архимедовых сил, температуру уже нельзя считать пассивной примесью ), давления и турбулентного ускорения. Полученные сведения нашли приложения к задачам об относительном рассеянии частиц и дроблении капель в турбулентной среде, образовании ветровых волн на поверхности моря, распределении неоднородностей электронной плотности в ионосфере, пульсациях коэффициента преломления в атмосфере и создаваемых ими рассеянии и флюктуациях параметров распространяющихся электромагнитных волн и к ряду других интересных задач. [c.18]

При развитии конвективного течения вблизи границы с пониженной температурой среда охлаждается, становится более плотной и начинает опускаться. Достигнув нижней поверхности, струя не нагревается, наоборот, образуется зона переохлаждения (локальная температура ниже температуры холодной границы), которая при распространении течения увеличивается. В этой зоне жидкость начинает нагреваться от холодной поверхности и всплывать, создавая встречный поток - образуется двухвихревая структура. Поля изотерм и скоростей симметричны полям, показанным на фиг. 3, относительно центральной горизонтальной линии (при охлаждении границы верх и низ меняются местами). Локальные тепловые потоки (фиг. 4), как и в случае бокового нагрева, меняют знак - часть изотермической границы поглощает тепло из неостывшей зоны ((/,. < 0), другая часть отдает его в переохлажденную зону ( /, > 0). Минимальная по области температура AT ir = т1п - Т/ оказывается меньше температуры этой границы (фиг. 2). Со временем значения приближаются к 0 и среда возвращается в состояние покоя. [c.91]

Эмитированные электроны, ускоряясь в радиальных (относительно острия) направлениях, бомбардируют экран, вызывая свечение люминофора, и создают на экране увеличенное контрастное изображение поверхности катода, как правило, отражающее её кристаллнч, структуру (рис. 2, а к ст. Ионный проектор). Контраст автоэлектрон-ного изображения определяется плотностью автоэмиссн-онного тока, к-рая зависит от локальной работы выхода <р, отражающей кристаллографич. строение поверхности эмиттера, и. от величины поля F у поверхности эмиттера. Увеличение в Э. п. равно отношению Rj r, где R — расстояние катод—экран pal,5—константа, зависящая от геометрии трубки. Разрешающую способность Э. п. ограничивают наличие тангенциальных составляющих скоростей автоэлектронов у кончика острия и (в меньшей степени) явление дифракции электронов. Предел разрешения Э. п. составляет (2—3) -10 см. [c.581]

Сравнению е ползучестью 2) различная интенсивность старения и др. структурных процессов в условиях Р. (при падающем напряжении) и при ползучести (при практически постоянном среднем напряжении). Скорость Р. характеризуется временем Р., за к-рое релаксирующая величина уменьшается в е(а 2,7) раз. В теле может происходить одновременно несколько процессов Р. физяч. и физико-химич. св-в (в зависимости от состава, структуры, темн-рных, магнитных и электрич. полей и т. д.). Напр., в неравномерно упруго-деформированном теле Р. может происходить также путем уменьшения неравномерности гемп-ры (к-рая возникает при охлаждении растянутых и пагрева сжатых зон), путем диффузии более крупных атомов в растянутые, а более мелких — в сжатые зоны и от др. причин. Совокупность времен релаксации (или их обратных значений) образует релаксационный спектр данного материала. Процесс Р. в поликристаллах и вообще в материалах с зернистой структурой б. ч. проходит активнее по поверхностям раздела (зерен, блоков мозаичной структуры, поверхностям сдвигов и т. д.). Поэтому, так же как и для диффузии, различают пограничную и объемную Р. Т. к. правильность строения обычно убывает от середины к краю зерен, то степень неупорядоченности приграничных зон б. ч. выше, а энергия активации — соответственно меньше, чем внутренних зон. Вблизи границ зерен и происходит пограничное вязкое течение, вызывающее Р. напряжений. С повышением темп-ры испытания растет скорость диффузии и падает коэфф. вязкости, что сильно увеличивает скорость Р. (снижает сопротивление Р.). Если для обнаружения Р. при 20° у стали требуются испытания продолжительностью в тысячи часов, то при высоких темп-рах Р. проявляется уже за минуты и быстрее. Если считать тело до нагружения находящимся в равновесии, то с ростом приложенного напряжения неравновесность папряженного образца увеличивается и скорость Р. растет. Чем выше темп-ра испытания, тем сильнее возрастает скорость Р. с увеличением исходного напряжения. Как правило, с ростом времени скорость релаксации постепенно уменьшается, что соответствует подобному же уменьшению скорости при переходе от неустановившейся к установившейся (или от I ко II периоду) ползучести. Что касается III (ускоренного) периода, к-рый наблюдается при ползучести вследствие развития трещин и повышения локальных напряжений, то в условиях Р. при снижающихся средних напряжениях обычно скорость процесса постепенно уменьшается. Однако в нек-рых случаях, нанр. при интенсивных фазовых превращениях, когда выделяются крупные сферо-идизированные частицы о-фазы при 650— 700°, у пек-рых аустенитных сталей с резкой структурной нестабильностью после значительного времени скорость Р. может возрастать, приводя к т. н. III периоду Р. Т. о., Ill (ускоренный) период Р. яв- [c.137]

На второй стадии зародившиеся макроскопические трещины растут. При этом каждая трещина в процессе развития пересекает весьма большое число элементов структуры, механические свойства которых образуют сечение однородного и эргодического поля. Поэтому средняя скорость роста трещины dl/dt, определяемая по отношению к медленному времени t, зазисит не от локальных свойств первичных элементов, а от их усредненных значений. Таким образом, если стохастические модели для описания первой стадии в основном определяются крайними членами вариационного ряда, характеризующего прочность и локальную напряженность первичных элементов, то скорость роста макроскопических трещин в основном (помимо параметров нагружения) зависит. от усредненных по объему механических характеристик материала. Это обстоятельство обнаружено во многих экспериментах. В частности, если локализовать трещину с высокой степенью точности (что делается в экспериментальных работах по механике разрушения), то разброс скорости ее роста dl/dt оказывается умеренным даже по сравнению с разбросом долговечности для образцов с концентраторами. Процесс образования зародышей продолжается и после того, как началось развитие первой магистральной трещины. Более того, процесс разрыхления изменяет структуру материала в области, где должна пройти трещина, что непосредственно влияет на скорость dlldt. [c.111]

Несомненный интерес представляют данные [45] о зависимости статических параметров петли гистерезиса железо-никель-ко-бальтовых ферритов от напряженности магнитного поля при охлаждении от температуры, несколько превышающей точку Кюри. Медленное охлаждение (130° /4a ) без поля приводит к получению перетянутой петли гистерезиса. С ростом поля Ятмо перетянутые петли превращаются в прямоугольные через округлые (рис. 65). При быстром охлаждении ферритов независимо от величины Ятмо перетянутых петель не наблюдали, а при термической обработке без поля петли гистерезиса имели округлую форму, подобную форме петли при медленном охлаждении в слабых полях. При обсуждении этих результатов авторы [45] исходили из того, что в ферритах, нагретых выше точки Кюри, отсутствует как направленное, так и локальное упорядочение. При охлаждении без поля (Ятмо=0) ниже точки Кюри внутри образующихся доменов и на границе между ними создается локальное упорядочение, степень которого в значительной мере определяется скоростью охлаждения. Наложение малых синусоидальных полей во время охлаждения приводит лишь к обратимым смещениям границ доменов, так как характер локальной упорядоченности существенно не изменяется в сравнении с тем, который существовал в отсутствии поля. Отсюда, очевидно, и незначительное изменение магнитных параметров. Действительно, величина максимальной индукции (Вт) слабо изменяется вплоть до полей Я = 3—4 э, а затем быстро растет, достигая насыщения. Еще раньше начинается рост коэффициента пря-моугольности петли гистерезиса. Можно ожидать, что при медленном охлаждении в магнитном поле превалирует эффект локального упорядочения, а в больших полях — эффект направленного упорядочения [И]. iB случае же быстрого охлаждения без поля отсутствует не только направленное упорядочение, но и локальное, так как затруднены диффузионные процессы, связанные с перераспределением ионов ( замороженная структура). Этим и объясняется появление округлой петли гистерезиса после быстрого охлаждения в отсутствии магнитного поля. [c.183]

Локально равновесное пуиближение. Если в структуре турбулентности имеется некоторое внутреннее равновесие (хотя полного равновесия с полем средних скоростей при этом может и не быть), при котором конвективные и диффузионные члены в эволюционных уравнениях переноса (4.2.9), (4.3.1), (4.3.9), (4.3.23), (4.3.30) и (4.3.35) уравновешивают друг друга, так как они примерно равны по величине и противоположны по знаку (см. Рис. 4.3.1 и 4.3.2), то корре- [c.204]

Подчеркнем теперь, что гипотезы подобия Колмогорова опираются на простые и наглядные качественные соображения физического характера, но они не могут быть аналитически выведены из общих законов механики и с этой точки зрения не являются вполне строгими. Более того, еще в самом начале развития теории локально изотропной турбулентности Л. Д. Ландау отметим, что указанные гипотезы и не могут быть абсолютно точными, так как они постулируют, что распределения вероятностей для разностей v т х) = и х - -г,1 + х)—и (xq, о) зависят лишь от среднего значения скорости диссипации энергии в = Vg v 2 dui/dxj - - dUjtdxi) (эту величину мы выше обозначали просто символом в), в то время как на самом деле на мелкомасштабной структуре должны как-то сказываться и статистические свойства случайного поля в (эс, i), определяемые уже особенностями крупномасштабного движения. Это замечание Ландау вошло (в качестве подстрочного примечания) в книгу Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшица (1944, 1953), но оно впервые привлекло внимание лишь когда А. Н. Колмогоров (1962) и А. М. Обухов (1962) разъяснили его более подробно и одновременно наметили путь, позволяющий уточнить предложенную в 1941 г. теорию локально изотропной трубулентности и оценить (по крайней мере в принципе) порядок поправок к ней, вытекающих из учета изменчивости поля диссипации в (х, t). [c.501]

Представляет интерес сообщение Энгеля о влиянии ориентировки кристаллов на коррозию железа в кислотах. При анодном травлении при низких, плотностях тока скорость не зависит от ориентировки кристалла, в то времж как при высокой плотности тока кислота быстрее действует на плоскости октаэдра, чем на плоскости куба. Вероятно, удаление железа происходит в две стадии 1) удаление атомов с углов и выступов в направление плоской части грани и 2) их переход оттуда в жидкость. При низкой плотности тока вторая ступень является замедленной и контролирует скорость растворения так, что ориентировка кристалла не оказывает влияния при высоких электрических полях, необходимых для создания высокой плотности тока,, переход наружу происходит быстро, и первая стадия становится контролирующей -в этом случае кристаллическая структура приобретает большое значение. При простом погружении железа в азотную кислоту, когда возникают высокие плотности тока на локальных элементах, различно ориентированные кристаллы действуют как аноды и катоды и особое воздействие получаете на границах зерен [46]. [c.354]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...