Рейнольдса формула

Для всего изученного диапазона чисел Рейнольдса формулы (5-28) и (5-29) отражают отличие условий теплообмена движущейся частицы от закрепленной и обобщают опытные данные при 1 /<1,5 Кет=50ч-2000 ы<1,5 Bi<0,l 0/ёт> 0 30 рт/р<11 000. Подтверждается вывод [Л. 71, 75, 307] о том, что теплообмен в газовзвеси не зависит от направления материальных и тепловых потоков (определяющая температура — средняя температура газа). [c.167]

Так как А = 6 1В, а б связано с числом Рейнольдса формулой (66), то выражение (68) для толщины пограничного слоя примет вид [c.306]

Задача 2.29. В гидросистеме с расходом масла Q = = 0,628 л/с параллельно фильтру / установлен переливной клапан 2, открывающийся при перепаде давления на Др = = 0,2 МПа. Определить вязкость v, при которой начнется открытие клапана, если коэффициент сопротивления фильтра связан с числом Рейнольдса формулой ф = А/Не, где А = = 2640 Re подсчитывается по диаметру трубы d = 20 мм р = 850 кг/м [c.44]

Ответ критерий подобия — число Рейнольдса формула для определения потерь давления имеет вид [c.72]

Обтекание шара при очень малых значениях числа Рейнольдса. Формула сопротивления шара по Стоксу и ее обобщения [c.496]

При малых значениях шероховатости и чисел Рейнольдса формула (10.7) приводится к виду [c.193]

Рис. 23.3. Зависимость числа Нуссельта от числа Рейнольдса при различных числах Прандтля для турбулентного течения вдоль пластины (аналогия Рейнольдса), а) По О. Рейнольдсу, формула (23.16). б) По Л. Прандтлю и Дж. и. Тэйлору, формула (23.18). в) По т. Карману, формула (23.19). Принято

Величина для плоского зазора согласно рис. 11, б выражается, исходя из уравнения Рейнольдса, формулой [39, 69 [c.81]

Обтекание шара при малых значениях числа Рейнольдса формула Стокса [c.497]

Движение вязкой жидкости. Уравнение Навье-Стокса. Число Рейнольдса. Формула Пуазейля. Ламинарное и турбулентное течение. Турбулентность атмосферы. Обтекание тел потоком жидкости. Формула Жуковского. Гидродинамическое подобие. Движение тела со сверхзвуковой скоростью. [c.63]

Для иллюстрации влияния характеристик компонентов потока на поперечную пульсацию скорости твердой частицы v t по формулам (3-47), (3-51) проведены расчеты, результаты которых приведены на рис. 3-9. Расчет велся для изотермических условий, рт = 2 600 кг/м , твердая частица — сферической формы, диаметр канала—0,1 м, критерий Рейнольдса сплошной среды — [c.106]

Эти выражения получены без оценки и учета температурного скольжения компонентов потока, при котором ф1<1, 1тф(п- При расчете в [Л. 309] теплоотдачи по температурному напору 1ст—t (взамен t T—in) снижение относительной интенсивности теплопереноса в области малых концентраций исчезает. Равенство /ст—<=<ст— возможно только при ф( = 1, что в [Л. 309] и в ряде других исследований не имело места. Влияние числа Рейнольдса на Nun/Nu согласно формулам (6-68)—(6-70) отсутствует, хотя в Л. 309] использовались довольно крупные частицы. Это не согласуется с резуль татами всех вышерассмотренных работ. [c.221]

В зависимостях (8-16)—(8-18) удивляет полное отсутствие скоростей компонентов потока газа и твердых частиц. Из предыдущего анализа данных об аэродинамическом сопротивлении и теплообмене известно влияние на них чисел Рейнольдса и Фруда для компонентов потока. В рассматриваемой обработке они отсутствуют, хотя пределы изменения плотности смеси охватывают и обычный пневмотранспорт. Наличие числа Ргв в формуле (8-18) не исправляет положения, так как этот критерий построен не по абсолютной, а по взвешивающей скорости движения частиц. Само определение этой скорости в [Л. 51] по закону Стокса также вызывает серьезные возражения. Дело не только в том, что, частицы, близкие к верхней границе указанных пределов (dt 0,45 мм), никак не подчиняются закону Стокса. Более важна сильная зависимость взвешивающей скорости от объемной концентрации. При концентрациях, охватываемых формулой (8-18), возможно значительное (в 2 и более раз ) падение скорости Va по сравнению 260 [c.260]

Определяем значение числа Nu и необходимое значение числа Рейнольдса по формуле (5-7) [c.91]

Так как число Рейнольдса находится в пределах Ы0 <Неж 2Х X10 то по формуле (6-3) имеем [c.139]

В ряде случаев (для труб малых диаметров и жидкостей большой вязкости) оказывается практически важным учет влияния числа Рейнольдса па коэффициенты местных сопротивлений. При очень малых значениях Re (примерно Re с 10) существует зона ламинарной автомодельности, в которой местные потери напора пропорциональны скорости потока и коэффициент местного сопротивления выражается формулой [c.152]

Если считать, что поле скорости при этом совпадает с полем скоростей (3.4.2), то аналогично (4.2.25) можно получить [25] Сц = 48/Re . Поправка 2,2/РеУ в формуле (5.3.4) учитывает [58] влияние пограничного слоя и следа. В [41] формула (5.3.4) подтверждена численными расчетами обтекания пузырька и непосредственным интегрированием напряжений па его поверхности в диапазоне чисел Рейнольдса 10 < Re < 200. [c.255]

Экспериментальные данные при обтекании частиц с большими числами Рейнольдса l[c.264]

В рассматриваемом случае должны выполняться уравнения Навье— Стокса (1.2). Формулы (3.7) и уравнение (3.32) показывают равенство нулю величин Дщ и Дг . Отсюда следует, что давление в этих течениях, как и кинематические переменные, не зависит от числа Рейнольдса. [c.198]

Резерфорда формула 162 Резонанс 206 Рейнольдса число 246 Реология 242 [c.344]

Истечение через насадки. Насадки — короткие трубы различной формы, приставленные к отверстию в стенке резервуара. Скорость о истечения через насадок определяется по формуле (32), а расход Q — по формуле (33). Гидравлические коэффициенты истечения р,, ф, е и зависят от формы насадка и числа Рейнольдса. Ниже приведены значения этих коэффициентов при больших числах Рейнольдса (Re> 10 ) для различных насадков. [c.99]

Таков, в частности, след за обтекаемым шаром. Отметим в этой связи, что полученные формулы (как и формула (21,16) ниже) находятся в согласии е распределением скоростей (20,24) при обтекании с очень малыми числами Рейнольдса в этом случае вся описанная картина отодвигается на очень большие расстояния г (/R (I — размеры тела) [c.107]

Справедливые для этой области значений чисел Рейнольдса формулы (5-14), (5-16) и (5-21) дают расхождения по величине не более чем на 16%. Однако < в диапазоне изменений чисел Рейнольдса от 10 до 45 это расхождение увеличивается. В целях получения единой зависимости g=/(Re) для области значеиий Re< 45 нами была проведена общая обработка всего собранного Федоровым, Жаворонковым и Аэровым экспериментального материала с использованием формул (5-11)— (5-13). Представленная а рис. 5-1 по данным такой обработки оплошная линия удовлетворяет уравнению [c.296]

Таким образом, частичный учёт квадратичных членов инерции по Озеену вносит в формулу Стокса для сопротивления шара поправку, относительная величина которой в первом приближении пропорциональна первой степени числа Рейнольдса. Формула для сопротивления шара становится двучленной первое слагаемое будет содержать скорость в первой степени, а второе — во второй степени. [c.248]

Значения Адоп> даваемые формулой (21.38) при числах Рейнольдса < 10 , приблизительно совпадают со значениями (21.37). Однако при больших числах Рейнольдса формула (21.38) дает для Агдоп несколько более высокие значения, чем формула (21.37). Поэтому мы можем всегда пользоваться более простой формулой (21.37), не опасаясь получить при этом слишком большие значения А доп. Из формулы (21.37) видно, что допустимая высота шероховатости совершенно не зависит от длины пластины она определяется исключительно скоростью течения и кинематической вязкостью. Таким образом, мы можем придать формуле (21.37) следующий вид [c.594]

Толщина пограничного слоя растёт вдоль поверхности обтекаемого тела по направлению течения жидкости (закон этого возрастания будет определён ниже). Это объясняет, почему при течении по трубе логарифмический профиль имеет место вдоль всего сечения трубы. Толщина пограничного слоя у стенки трубы растёт, начиная от места втекания жидкости. Уже на некотором конечном расстоянии от конца трубы пограничный слой как бы заполняет собой всю площадь сечения трубы. Поэтому, если рассматривать трубу как достаточно длинную и не интересоваться её начальным участком, то течение во всём её объёме будет того же типа, как и в турбулентном пограничном слое. Напомним, что аналогичное положение имеет место и При ламинарном течении по трубе. Такое течение описывается при любых числах Рейнольдса формулой Пуавейля. В пуазейлевском же течении роль вязкости проявляется на всех расстояниях от стенки и никогда не бывает ограничена тонким пристеночным слоем жидкости. [c.206]

Ю. П. Гупало [Л. 105], предполагая распределение монодисперс-ных сферических частиц равномерным и опираясь на выражение (2-4), теоретически установил зависимость для R b. t, справедливую для всего диапазона режимов обтекания частиц. В основу вывода зависимости в [Л. 105] положено представление о том, что если в формулу для одиночного шара (типа (2-4)) подставить взамен чисел Рейнольдса и Архимеда их модифицированные для всей массы частиц значения [c.58]

Для области Стокса (п=1) решения, полученные на основе уравнения (3-35), верны. Однако при увеличении числа Рейнольдса Re>0,4 показатель степени п уменьшается и расхождение соответственно нарастает. В автомодельной области, где п = 0 сила сопротивления в уравнении (3-35) окажется по меньшей мере на порядок заниженной. Таким образом, решения, полученные на основе этого уравнения, нельзя считать справедливыми для всех турбулентных течений. Кроме того, такая неправомерная запись уравнений пульсационного движения значительно усложнила его решение, привела к не-об содимости использовать графический метод и интерполяционные формулы [Л. 36]. [c.104]

Используя известные зависимости критерия Рейнольдса, подсчитанного по скорости витания, от критерия Архимеда ArT=g(pT—p)d /pv (гл. 2), легко получить значения на квазистабилизированном участке. Так, воспользовавшись интерполяционной формулой (2-4), получим [c.106]

В Л. 48] И. А. Вахрушев справедливо отмечает неточное определение в большинстве работ поверхности неправильных частиц по da, что приводит к завышению коэффициента теплообмена. Пользуясь полученной при 20переходной области йф=/, И. А. Вахрушев для Сравнения Nu с Num при Re = idem применил аналогию Рейнольдса, разработанную в [Л. 173]. Им получено, что для переходной области -критерий Нуссельта не за1висит от формы частиц н что Nu = NUm. Это мнение подкрепила обработка данных по восходящей газовзвеси [Л. 48], которая привела к зависимости, совпадающей с формулами Д. Н. Ляховского п Д. Н. Вырубова для неподвижного шара и расходящейся с ранее полученными в [Л. 71, 75, 307, 222] выражениями для движущейся частицы. [c.148]

В [Л. 125] число Re изменялось в малых пределах, но зато расходная концентрация доведена до высоких значений (до 40). Скольжение компонентов по температурам не оценивалось. Согласно формуле (6-31) в [Л. 215] при увеличении концентрации до 40 Nun/Nu возрастает в 6—8 раз. В опытах с полидисперсной угольной пылью типа АШ [Л. 229] раздельное измерение температур компонентов также не проводилось. В случае крупных частиц это может привести к завышению температуры нагрева дисперсного потока. Получено подтверждение формулы (6-65) при тех же пределах изменения концентрации, но для заметно меньших значений чисел Рейнольдса (переходный режим). Поэтому данные [Л. 229] приведут к большим значениям Nun/Nu, чем данные [Л. 358] при in=idem. [c.218]

Таким образом, все факторы, рассмотренные в 8-2 и влияющие на истинную концентрацию падающего слоя, сказываются и на интенсивности его теплообмена. В частности, увеличение расхода и удельной нагрузки канала (массовой скорости частиц), а также уменьшение относительной длины канала и размера частиц способствуют усилению теплообмена. Для лучшего сравнения с флюидным потоком данные также обработаны в принятой автором манере Nun/N u = /(P). Оценка скорости и расхода газа по данным, приведенным в 8-2, позволила определить число Рейнольдса для газа, эжектируе-мого падающими частицами. Во всех случаях оказалось, что Re<2 300 (у = 0,05 2,4 м1сек). Поэтому число Nu оценено по формуле ламинарного режима течения газа. Для тех же условий, для которых получена зависимость (8-21), но с более значительной погрешностью, вызванной неточностью оценки расхода газа, получено Л. 96, 286] [c.266]

В случае внезапного раси ирения трубопровода местная потеря напора при больших числах Рейнольдса выражается формулой [c.147]

Численный эксперимент на основе конечно-разностных методов интегрирования уравнений движения, а также методов сращиваемых асимптотических разложений полей скоростей [61], температур и концентраций [17] около частицы и вдали от нее позволяет обобщитьТприведенные формулы (см. [6]) на случаи конечных чисел Рейнольдса Re и чисел Пекле Pei и Pei [c.263]

Экспериментальные исследования проводились и при больших числах Рейнольдса. Были предложены различные расчетные соотношения [528, 896]. Наиболее пригодна, по-видимому, формула, предложенная Дрэйком [172] [c.37]

Поле осредненных местных скоростей v по нормальному сечению трубы при турбулентном режиме представлено на рис. 22 оно более выравнено, чем при ламинарном режиме, и с ростом числа Рейнольдса отношение t/ p/ max возрастает например, при Re = 1СИ отношение I p/i max = 0,79, а при Re = 3.10 Оср/итах = 0,88 для ламинарного же режима по формуле (20) Чср/ шах = 0,5. [c.84]

Если d и Q известны, то необходимый напор Н определяем по формуле (29), предварительно найдя величины X и Д/эц с помощью графика ВТИ — Мурина (см. рис. 23) при известном числе Рейнольдса 4Q [c.93]

С. W. Oseen, 1910). Мы не станем излагать злесь ход решения этого уравнения для обтекания шара ). Укажел) лишь, что с пошью получаемого таким образом распределения скоростей можно вывести уточненную формулу для испытываемой шаром силы сопротивления (следуюший член разложения этой силы по числу Рейнольдса R = uR/ ) [c.94]

Вычисление же следующих поправок к формуле Стокса и правильное уточнение картины течения на близких расстояниях с помощью прямого решения уравнения (20,17) невозможно. Хотя сам по себе вопрос об этих уточнениях и не столь важен, выяснение своеобразного характера последовательной теории возмущений для решения задач об обтекании вязкой жидкостью при малых числах Рейнольдса представляет заметный методический интерес (S. Kaplun, Р. А. Lagerstrom, 1957 [c.95]

Отсутствие члена dv/dt в уравнении движения означает стационарность движения. Таким образом, при б / движение можно рассматривать в каждый данный момент времени как стационарное. Это значит, что движение жидкости в каждый данный момент такое же, каким оно было бы при равномерном движении тела со скоростью, которой оно в действительности обладает в данный момент. Если, напри.мер, речь идет о колебаниях погруженного в жидкость шара, с частотой, удовлетворяющей неравенствам (24,10) (где I есть теперь радиус шара), TG можно поэтому утверждать, что испытываемая шаром сила сопротивления будет определяться формулой Стокса (20,14), гюлученыой для равномерного движения шара при малых числах Рейнольдса. [c.125]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...