След турбулентный

Теория Буссинеска. Существо этой теории сводится к следующему. Турбулентные потоки Субстанции (векторной или скалярной) структурно аналогичны соответствующим молекулярным потокам, т. е. прямо пропорциональны градиентам соответствующей субстанции. Проиллюстрируем это на конкретном примере переноса импульса и теплоты. [c.59]

Инерционная область для капель диаметром до 10 мкм. В ядре потока частицы, так же как и в диффузионной области, следуют турбулентным пульсациям в газе, т. е. ко ео- Однако приобретенный в турбулентном пограничном слое импульс моя ет оказаться достаточным для того, чтобы частица преодолела сопротивление вязкого подслоя и достигла стенки вследствие инерции. Сила Магнуса и отдув капли из-за испарения ее поверхности, обращенной к стенке, также могут быть существенны для этих капель. [c.74]

В турбулентной атмосфере величины Р, Т и е, входящие в (В.8), испытывают хаотические изменения, которые, вообще говоря, не обязательно следуют турбулентному движению. Однако некоторые величины, на анализе которых мы кратко остановимся, сохраняют свои значения в элементе объема при его перемещениях в турбулентной среде. Поскольку характеристики таких величин при турбулентном движении сохраняются, их называют консервативными примесями. Более того, если между этими примесями и турбулентностью не происходит обмена энергией (как это обычно и бывает), то их называют пассивными. В этом случае говорят о консервативных пассивных примесях. [c.287]

Бенджамен [72] разработал теорию гравитационных течений при довольно идеальных условиях. Он схематически представил гравитационное течение (называемое также плотностным течением) состоящим из головной волны, за которой следует турбулентная зона, где тяжелая жидкость течет по горизонтальному дну (рис. 2.12 а). Поскольку плотность окружающей жидкости меньше плотности течения, градиент давления является движущей силой. Бенджамен ссылается на работу [c.73]

В этом случае, так же как и в [Л. 304], по существу используются следующие допущения турбулентность [c.101]

Для случаев ламинарного и турбулентного следов в [Л, 173] получены соответствующие упрощенные частные выражения поправочного коэффициента К [c.150]

Рассмотрим уравнение (5-1") с учетом выражения (5-2) для случая ламинарного и турбулентного следов за движущейся неправильной частицей. Такой переход оправдан тем, что при анализе мы используем закономерности для f, экспериментально установленные в гл. 2 именно для таких частиц. Наряду с этим при определении поверхности частиц F учтем геометрический формфактор f [c.152]

Объяснение влияния концентрации простой неточностью в определении числа Рейнольдса, которое учитывает уменьшения относительной скорости частицы, недостаточно. На рис. 5-8 пунктиром нанесена линия, которая показывает, что падение Ub. /чв в изученных условиях весьма невелико. По-видимому, основной физической причиной снижения истинной интенсивности теплообмена с увеличением концентрации может явиться нарастание стесненности движения частиц. Помимо ранее отмеченных следствий этого явления, следует также указать на возможное нарушение поля концентрации на возрастание неравномерности обтекания частиц на эффект выравнивания частицами поля скоростей потока, возможное гашение его турбулентности. Что касается перекрытия вихревого следа одной частицы другой, то это также является следствием нарастающей с увеличением р стесненности. [c.171]

Рассмотрим продольный поток газовзвеси, газовый компонент которого находится в турбулентном режиме движения, а твердый компонент в данной области дисперсного потока имеет невысокую концентрацию частиц, меньшую критической. Далее будем иметь в виду следующую упрощенную схему потока. [c.180]

В этом универсальном выражении (6-45), пригодном и для турбулентного и для ламинарного течений, следуя (Л. 179], примем для турбулентного ядра Шд =1. Для потока газовзвеси это приемлемо щ большей степени, чем для однородного потока, в связи с перемешивающим эффектом частиц. Тогда [c.205]

Это уравнение получено при следующих допущениях 1) течение турбулентное и изотермическое 2) рабочая среда невесомая и несжимаемая [c.294]

Расчет теплоотдачи при турбулентном режиме течения в трубах н каналах несжимаемой жидкости с числами Рг>0,7 можно производит , по следующей формуле [13] [c.84]

При турбулентном неизотермическом движении несжимаемой жидкости в гладких трубах коэффициент сопротивления трения может быть рассчитан но следующей формуле [20] [c.87]

С какой скоростью следует прокачивать воду, имеющую среднюю арифметическую температуру ш = 150°С, по трубе диаметром d = 20 мм и длиной 1 = 2,2 м, чтобы при турбулентном режиме течения и температуре внутренней поверхности трубы о = 170°С количество отводимой теплоты равнялось 9 кВт. [c.91]

Средний коэффициент теплоотдачи на внутренней поверхности стенки при турбулентном режиме течения капельных жидкостей и газов в каналах кольцевого сечения может быть рассчитан по следующей формуле [4] [c.96]

При турбулентном течении чистых жидких металлов в трубах коэффициент теплоотдачи может быть вычислен по следующей формуле [16] [c.101]

При турбулентном течении в трубах воды сверхкритического давления в условиях нагревания теплоотдача может быть рассчитана по следующей формуле [5] [c.107]

При турбулентном течении жидких металлов в кольцевых и щелевых каналах значения чисел Нуссельта и адиабатических температур стенок при одностороннем обогреве можно приближенно определить по следующим формулам [c.126]

Для определения среднего коэффициента теплоотдачи при развитом турбулентном движении, когда Re ( >10 , академик М. А. Михеев рекомендует следующее критериальное уравнение [c.430]

При турбулентном течении жидкости в изогнутых трубах — змеевиках вследствие центробежного эффекта в поперечном сечении трубы возникает вторичная циркуляция, наличие которой приводит к увеличению коэффициента теплоотдачи. Расчет теплоотдачи в змеевиках следует вести по уравнениям для прямой трубы (27-8) — (27-9), но полученное значение коэффициента теплоотдачи следует умножить на поправочный коэффициент 83 , = 1 -f 3,6 d/D, где d — диаметр трубы, а D — диаметр спирали. [c.431]

Для определения среднего коэффициента теплоотдачи капельных жидкостей при обтекании пластины академик М. А. Михеев рекомендует следующие формулы для турбулентного движения при Неж >4-10 [c.431]

Для определения коэффициента теплоотдачи при вынужденном турбулентном движении щелочных и тяжелых металлов рекомендуется следующая формула [c.437]

Известно, что в вихревой трубе помимо высокочастотных колебаний могут возбуждаться автоколебания низкой частоты, определяемые прецессией вихревого ядра. Поддержание колебаний возможно подводом к вихревому ядру достаточной для этого кинетической энергии вращательного движения, которая в свою очередь подводится тем интенсивнее, чем больше касательные напряжения и, соответственно, радиальные пульсации. Пояснить этот механизм можно следующим образом. Крупные вихри А (рис. 3.26), уходя на периферию, образуют на прежнем месте области локального понижения давления, в которые устремляется мелкомасштабная турбулентность 5, отвечающая за перенос импульса к приосевому ядру. Таким образом, чем интенсивнее вторичное вихреобразование, тем более благоприятные условия создаются для генерации прецессии. В то же время прецессионные смещения приосевого ядра приводят к увеличению градиента осевой скорости и соответственно вихреобразованию. [c.136]

Выражение (4.16) может быть проинтегрировано, если известен профиль скорости (и,д, W). Для турбулентного течения следует ввести турбулентный аналог вязкости и теплопроводности Необходимость учета тепла, переносимого в процессе перемещения жидких объемов в радиальном направлении за счет радиальной составляющей пульсационной скорости, вносит уточнение в выражение (4.16). [c.163]

Суть данного явления состоит, видимо, в следующем. Турбулентная струя жидкости, эжектирующая газ, имеет небольшие углы расширения пограничного слоя и потенциального ядра (см. рис. 8.35). В связи с этим, для того чтобы захватить из окружающего пространства газ в количестве, равном количеству газа, захватываемому струей кавитирующей жидкости, турбулентной струе необходимо пройти довольно бол1>шое расстояние от выхода сопла. Кавитационная струя за счет того, что она состоит в основном из парожидкостной смеси с очень низким статическим давлением, интенсивно захватывает газ из окружающего пространства, имеющего более высокое давление, чем статическое давление в струе кавитирующей жидкости. Газ под действием разности давлений проникает внутрь струи, замещая внутри нее пар. Скорость проникновения газа внутрь струи довольно высока. Не величина, сщененная из выражения (4.2.3) после подстановки в него экспериментальных величин давления газа = 0,01 МПа и давления в струе Р = 0,004 МПа, при = 0,3 составляет порядка 200 м/с. Имея такую скорость, газ проникает внутрь струи и полностью замещает в ней пар на расстоянии порядка 0,2 мм от выхода сопла. Количество газа, заместившего пар, т.е. захваченного струей кавитирующей жидкости, рассчитанного из выражения (5.15) и представленного в виде коэффициента эжекции, равно U 1 = 4,2143, что составляет 88% от всего захваченного струей газа (см. рис. 8.36). Это подтверждает вывод о том, что модель процесса эжектирования низконапорной среды сгруей кавитирующей жидкости качественно и количественно верно отражает протекание данного процесса. [c.212]

Пульсации индекса рефракции N вызваны, главным образом, пульсациями поля температуры и давления оценка влияния пульсаций влажности на показатель преломления в оптическом диапазоне длин волн показывает, что она не играют существенной роли. В условиях развитой турбулентности пульсации скорости ветра, как известно, имеют колмогоровский спектр (типа (8.2.13)), в то же время параметры р я Т пульсируют хаотически и не обязательно следуют турбулентному движению. Наряду с этим, известно также (см. Гл 1), что такие комбинации этих параметров, как потенциальная температура 0 = (А +gz)I переносится в поле скоростей турбулетности без заметного изменения, т. е. величина 0 формально может рассматриваться как пассивная примесь, а потому так же, как и скорость потока, она подчиняется колмогоровскому спектру (8.2.13). В частности, для структурной функции пульсации 0 " потенциальной температуры 0 также справедлив закон двух третей (формула (8.2.11) при замене параметра [c.291]

Таблица 14.3. Расчет автомодельных струйньах течений (плоский и асимметричный следы, турбулентные источники, рис. 14.4) [c.225]

Проблема устойчивости течения жидкости хорошо известна в классической гидромеханике. В обш ем виде эту проблему можно сформулировать следующим образом. Пусть дана хорошо постаь-ленпая краевая задача. Может существовать (и даже быть получено в явном виде) точное решение уравнений движения, удовлетворяющее всем граничным условиям, которое является стационарным в эйлеровом смысле d dt = 0). Все же такое решение может быть неустойчивым в том смысле, что если в некоторый момент времени наложить на это решение малые возмущения, то эти возмущения самопроизвольно будут стремиться возрастать с течением времени, а не затухать. Это означает, что существует другое (возможно, нестационарное) решение уравнений движения и что практически наблюдаемый режим течения будет нестационарным, поскольку, конечно, в реальном случае невозможно избежать каких-либо возмущений. Типичным примером этого является турбулентное течение в трубе постоянного сечения, где имеется также стационарный, но неустойчивый режим течения, называемый ламинарным. [c.297]

Из уравнения (2.13) следует, что теоретический напор не зависит от рода жидкости [в уравнении (2.13) отсутствуют ве.1ичины, характеризующие физические свойства ншдкости . Гидрав.юческие потери являются функцией Re и, следовательпо, зависят от вязкости жидкости. Однако, если Re велико и имеет место турбулентная автомодельность потоков в рабочих органах насоса, то гидравлические потери п, следовательпо, напор насоса от рода жидкости не зависят, поэтому график напоров характеристики лопастного пасоса одинаков для разных жидкостей, если потоки в рабочих органах насоса авто-модельиы. [c.170]

Результаты всех исследований, проведенных в МО ЦКТИ, по определению коэффициентов сопротивления слоя и струи >.стр различных укладок моделей шаровых твэлов в круглых трубах и модели ак внои зоны в изотермических и неизотер-мических условиях приведены в табл. 3.4 и на рис. 3.3. Из рисунка следует, что почти во всех опытах удалось достичь автомодельного режима течения, при котором изменение сопротивления Ар зависит практически только от изменения квадрата скорости и плотности, а не зависит от числа Re. Отчетливо видно существенное влияние объемной пористости т шаровой укладки на коэффициент сопротивления слоя Так, при изменении объемной пористости от 0,66 до 0,265 коэффициент сопротивления уве 1ичивается примерно в 30 раз. Разброс опытных данных по коэффициенту сопротивления для определенной шаровой укладки не превышает 10% среднего значения, что указывает на достаточную степень точности измерения перепада давления и массового расхода. В п. 3.1 была теоретически определена зависимость (3.9) коэффициента сопротивления струи Я-стр от объемной пористости т и константы турбулентности астр. [c.62]

Подробный анализ известных в технической литературе зависимостей среднего коэффициента теплоотдачи при течении теплоносителя через шаровые твэлы показал, что теплообмен детально изучен лишь для областей ламинарного и смешанного режимов течения (Re = 24-2-10 ). Среди наиболее известных работ следует отметить работу 3. Ф. Чуханова, предложившего теоретическое решение Для теплообмена в области безотрывного течения турбулентного пограничного слоя в диапазоне чисел Re =10- 2 102 [c.67]

Из изложенного выше следует отметить необходимость дифференцированного в зависимости от характера псевдоожижения подхода к данным моделям. По мнению Баскакова [49], пакетные модели справедливы для пузырькового и, возможно, турбулентного режимов псевдоожижения. Механизм теплообмена с газовыми пузырями при низкой концентрации частиц, естественно, иной, чем со сплошной фазой слоя. Здесь наиболее приемлемой может быть модель Забродского [20] или Буевича [74], согласно которой частицы получают тепло от газа, выполняя роль стоков тепла в стационарном газовом пограничном слое. Что же касается слоев крупных частиц, то все перечисленные модели, за исключением, возможно, Васана и Алювалья, не отражают сущность процесса. [c.60]

В переходной области 0турбулентными пульсациями, и есл и при этом выполняется условие (6-19), т. е. [c.209]

В диффузорах с углом расширения > 40° поток не может следовать даже по одной из сторон и отрывается одновременно по всему периметру сечения, образуя струйное течение. Отрыв становится более устойчивым, а профиль скорости более постоянным, чем при меньших углах расширения. Опыты показывают (см. рис. 1.21, б), что при углах расширения 1 > 24° отрыв потока начинается у входного сечения диффузора, даже при больших числах Не, когда отрыв турбулентный. Интересно отметить, что неравномерность распределения скоростей, а также отрыв потока в плоском диффузоре наблюдаются не только в плоскости ])асширения, но и в перпендикулярной к ней плоскости, = г /Ь (рис. 1.25). Под плоским диффузором подразумевается диффузор, который расширяется только в одной плоскости. [c.31]

На рис. 1.32 для сравнения приведены профили скорости для всех трех случаев. Следует отметить, что влияние расширения и сужения труб на распределение скоростей принципиальвю одинаковое для турбулентного и ламинарного течений. [c.38]

Для вычисления местного коэффициента теплоотдачи при обтс-канни пластины воздухом и турбулентном пограничном слое можно воспользоваться следующей формулой [17] [c.62]

С увеличением чпсла Вебера Wei при не очень малых числах Рейнольдса RB (а увеличение Wei при фиксированных свойствах фаз получается при увеличении Re ) начинает сказываться деформация капель и пузырьков, которые принимают форму эллипсоида, сплющенного в направлении обтекания и коэффициент сопротивления резко увеличивается (рпс. 5.3.1). При дальнейшем увеличении числа Вебера Wei до значения 1 пузырек или капля принимают фopiIy сегмента, за которым образуется ламинарный или турбулентный (в зависимости от Re ) след. [c.256]

Анализ результатов траверсирования различными зондами объема камеры энергоразделения позволяет выделить следующие характерные особенности распределения параметров в вихревой трубе с дополнительным потоком. Как и в обычных разделительных вихревых трубах, работающих при ц 1, четко различаются два вихря — периферийный и приосевой, перемещающиеся в противоположных направлениях вдоль оси. Первый — от соплового сечения к дросселю, второй — в обратном направлении. Распределение параметров осредненного потока существенно неравномерно как по сечению, згак и по длине камеры энергоразделения. Радиальные градиенты статического давления и полной температуры уменьшаются от соплового сечения к дросселю, а их максимальные значения наблюдаются в сопловом сечении. Распределение тангенциальных и осевых компонент скорости качественно подобны для различных сечений, однако, количественно вдоль трубы они претерпевают изменения. Поверхность разделения вихрей в большей части вихревой зоны близка к цилиндрической, о чем свидетельствуют пересечения осевых скоростей для различных сечений примерно в одной точке оси абцисс Т= 0,8 (см. рис. 3.9 и 3.10). Это хорошо согласуется с результатами исследований вихревых труб с диффузорной камерой энер-горазцеления, работающих при ц < 0,8, и позволяет в составлении аналитических методик расчета вихревых труб с дополнительным потоком вводить допущение dr /dz = О, а радиус разделения вихрей Tj для этого класса труб считать равным примерно 0,8. Как и у обычных труб, интенсивность закрутки периферийного потока вдоль трубы снижается -> 0), а возвратное при-осевое течение формируется в основном из вводимых дополнительно масс газа, скорость которых на выходе из трубки подвода дополнительного потока имеет осевое направление. По мере продвижения к отверстию диафрагмы приосевые массы в процессе турбулентного энергомассообмена с периферийным вихрем приобретают окружную составляющую скорости. Затухание закрутки периферийных слоев происходит тем интенсивнее, чем больше относительная доля охлажденного потока. Опыты показывают, что прй оптимальном по энергетической эффективности [c.112]

Результаты расчета, проведенного на основе предложенного механизма, показали хорошее согласие с экспериментальными данными [140]. Применение такого подхода особенно эффективно при расчете работы вихревой трубы на режиме ц = 1 (когда горячий конец полностью заглушен). Следует отметить, что источником работы А, затрачиваемой на совершение микрохолодильных циклов, является энергия турбулентности, однако, саму ее структуру в [93, 94, 210] явно не учитывали, а необходимые энергетические соотношения получали на основе первого закона термодинамики. Последнее обстоятельство во многом определяет погрешность модели и в то же время подсказывает путь дальнейшего ее совершенствования, смысл которого состоит в детальном рассмотрении динамики турбулентного моля, времени его жизни I, масштаба и других характеристик как структурного элемента турбулентного потока. [c.122]

Следует остановиться на характере потока тепла в вихревом ядре. На фанице вихревого ядра происходит перенос крупных вихрей. В приосевой области их нет (имеется ввиду безреверсный режим) и теплоносителем там служит мелкомасштабная турбулентность, которая осуществляет теплопередачу менее интенсивно, чем крупные вихри. В связи с этим в области между осью и периферией вихревого ядра может возникнуть минимум статической температуры, который и наблюдается в ряде экспериментов. [c.133]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...