Начального теплового

Определим возможный равновесный путь перехода рабочего тела в потоке из начального состояния / с давлением р\ и температурой Т\ в конечное состояние О с давлением р0 и температурой Т0 окружающей среды (рис. 5.12).

Форма равновесия в деформированном состоянии считается устойчивой, если система при любом малом отклонении от начального состояния равновесия возвращается к нему после снятия внешней нагрузки. В противном случае указанная форма равновесия является неустойчивой.

Поглощенная энергия Q, так же как и работа А, совершаемая системой, характеризуют процесс изменения системы, и от начального и конечного состояния системы они зависят неоднозначно, так как из начального состояния системы можно перейти в конечное различными путями с различным изменением энергии или работы.

где Яа — энтальпия конечного состояния системы; Н\ - — энтальт пия начального состояния системы.

С учетом ковариационной матрицы шумов измерения в каждый момент t0, получаютоценку начального состояния в виде ^ ^ _^

В результате анализа получено, что чувствительно зависимая от начального состояния физико-химическая система представляет собой аттрактор, которому достаточно трех степеней свободы для возникновения хаотического режима. При числе степеней свободы равном или больше трех система переходит в неустойчивый резким, при котором в результате эволюции возможна стабилизация в нескольких стационарных состояниях. Существует два основных пути эволюции физано-химической системы: на первом последовательность состояний имеет нечетное число степеней свободы, на втором — четное. Переход системы с одного пути эволюции на другой возможен при формировании в ней особых и сингулярных элементов с их последующим обособлением.

Стержень с заданными перемещениями ряда сечений. В практике часто возникают задачи определения начального состояния стержня, вызванного принудительными перемещениями (линейными или угловыми) дискретных сечений стержня. Подобные задачи возникают при монтаже упругих элементов, когда из-за технологических погрешностей точки крепления упругого элемента не совпадают с расчетными. На рис. 2.9 пунктиром показано естественное состояние стержня. При сборке сечение k пришлось принудительно сместить (вектор uft) и стержень принял форму, показанную на рис. 2.9 сплошными линиями. Требуется определить Q и М. Считая, что компоненты вектора uk есть малые величины, воспользуемся уравнениями нулевого приближения (1.112) — (1.115) или уравнением (2.5), в котором следует положить f(0>=0, поэтому получаем (2.6) в виде

Указание. Сжимаемостью пара на участке его движения через диафрагму пренебрегать, определяя постоянное значение плотности по параметрам начального состояния перед диафрагмой.

где гп.а — энтальпия пара при адиабатном расширении пара от начального состояния до давления, при котором обеспечивается отбор, кДж/кг; r]'oi — относительный внутренний кпд части высокого давления (до отбора).

При расширении в цилиндре с подводом (или отводом) тепла газ совершает работу, необходимую для преодоления силы, приложенной к штоку поршня; при сжатии, которое также кожет происходить с подводом (или отводом) тепла, работа совершается извне над газом, во всех случаях газ проходит через ряд состояний. Такой переход газа из начального состояния в конечное называется процессом изменения состояния газа.

а л ь н о м газе, работа в изобарном процессе может быть определена еще и таким образом. Напишем характеристическое уравнение для начального состояния: pVi = MRT1n для конечного: pVz =MRT2. Вычитая из второго уравнения первое, получаем:

Согласно уравнению (11.6) температурное поле в теле зависит от его формы, начального теплового состояния и условий его теплообмена с окружающей средой.

Начальная стадия процесса теплопроводности охватывает малые промежутки времени, характеризуемые величинами критерия Fo^ ^0,55. Следовательно, и эксперимент, основанный на теории этой стадии теплопроводности, является также кратковременным. Это является одним из основных прелмуществ методов, построенных на теории этой стадии. Однако температурные поля в этой стадии являются сложными функциями 1-е только физических и геометрических свойств тела и граничных условий, но и начального теплового состояния тела. Как указывалось выше, температурные поля в этой стадии выражаются сложными мп'ематическими зависимостями, которые приводят часто к сложным расчетным уравнениям для тепло-физических свойств, к сложной обработке опытных данных.

Длина начального теплового участка зависит от большого количества факторов, например от коэффициента теплопроводности жидкости, наличия гидродинамической стабилизации, числа Рейнольдса, распределения температур на входе и т. п.

При ламинарном течении число Рейнолъдса -может достигать величины примерно 2000. При этом для газов, у которых Pr^l (напомним, что Pe = RePr) расчетная длина начального теплового участка достигает примерно ста диаметров. У очень вязких жидкостей (Рг^>1) значение /н.т может изменяться от нескольких сотен до нескольких десятков тысяч диаметров. В последнем случае теплообмен практически • всегда происходит в пределах начального участка.

Если длина трубы больше длины начального теплового участка и теплообмен имеет место с начала трубы, средние коэффициенты теплоотдачи при вязкостном течении могут быть определены по уравнению [Л. 144]

Первая стадия характеризуется тем, что изменение температурного поля во времени существенно зависит от особенностей начального теплового состояния тела, и поэтому характер процесса не определяется однозначно условиями охлаждения и свойствами тела. Однако постепенно влияние начальных условий все более и

Первая стадия характеризуется тем, что изменение температурного поля во времени существенно зависит от особенностей начального теплового состояния тела, и поэтому характер процесса не определяется однозначно условиями охлаждения и свойствами тела. Однако постепенно влияние начальных условий все более и более утрачивается; напротив, воздействие условий охлаждения и физических свойств тела становится определяющим. Наступает регулярный тепловой режим. При этом закон изменения температурного поля во времени принимает простой и универсальный вид: логарифм избыточной температурых тела в любой его точке изменяется во времени по линейному закону

но выбирая тепловой поток не в данном сечении г, а в предыдущем сечении (г — гст), где параметр стабилизации г,.т равен 1/3 длины начального теплового участка гст = /11Т/3 (рис. 9.33).

Косвенно эти напряжения учитывают при выборе допустимых значений температур и скоростей их изменения. Однако в зависимости от начального теплового состояния турбины и соответственно от начальных термических напряжений предельно допустимыми будут разные скорости прогрева деталей. На допустимые скорости нагружения могут оказывать влияние также те или иные изменения в тепловой схеме, системе обогрева и пр., вследствие чего возможно изменение параметров пара и обусловленных этим напряжений.

На рис. 15-3 приведен график изменения d\ от величины KS. Из этого графика следует, что лучистый поток, проходящий через слой поглощающей среды, очень быстро уменьшается. Так, при /С5=!2,0 величина qi составляет меньше 15% от начального теплового потока q™4, a при /С5^4,0 — уже менее 2%'. Таким образом, поглощающую среду при /С5^4,0 можно считать практически нелучепрозрачной средой, полностью поглощающей попадающий в среду лучистый поток. Далее такая поглощающая среда будет называться черной.

Первая стадия характеризуется резким влиянием на температурное поле тела его начального теплового состояния, которое, вообще говоря, имеет характер случайный, совсем не связ?нный с теми условиями, в которых происходит охлаждение тела.