Закон Стокса

При ReT>2-10 наступает кризис сопротивления, проявляющийся в скачкообразном падении, а затем возрастании коэффициента Сш-В промежуточной области 2закон изменения коэффициента Сш весьма сложен. Используя выражение (2-Г) и учитывая (2-2) и (2-2 ), получим в критериальной форме законы Стокса и Ньютона [c.47]

В области линейного закона сопротивления (закон Стокса) [c.56]

Для частиц этой группы в автомодельной области верна зависимость (2-12), а для области закона Стокса — зависимость (2-15). [c.56]

Величину Reo.np можно найти по графику [Л. 284], если знать второе слагаемое. Однако определение Re i = и тйэ/у затруднительно. Неясны методы оценки коэффициента фт (в примере принято фт = 1), а определение пульсационных скоростей частиц по выражению (б) верно лишь для закона Стокса. Пример расчета Арп, приведенный в [Л. 284], показал, что при р = 4%, Re=10 , 1 3 = 50 мк, рт=2-10з с точностью до 1% [c.65]

В области закона Стокса движение мелких частиц в однородном потоке воздуха зависит от силы аэродинамического взаимодействия, для которой, учитывая (1-34) и (2-2), получим известное выражение для силы вязкостного трения (по Стоксу) [c.70]

Зависимость (3-44) приобретает конкретный вид после подстановки в нее выражения / = f(ReT), соответствующего данному режиму обтекания (гл. 2). Так, например, для закона Стокса [c.105]

В расчет и т принимался первый член ряда. Видно, что пульсационная скорость твердых частиц в воздушном потоке в области действия закона Стокса на порядок выше, чем для гидропотока. В переходной области наблюдается резкое уменьшение этой величины, а в области автомодельного обтекания — ее неизменность. При 106 [c.106]

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]

Из сравнения полученных результатов с аналогичными результатами для случаев движения твердой сферической частицы в вязкой жидкости видно, что скорость свободного установившегося движения газового пузырька будет в 1.5 раза выше, чем для твердой сферы [2] при тех же размерах частицы и плотностях фаз. Однако экспериментальные наблюдения показывают, что малые пузырьки движутся со скоростью, близкой к соответствующей закону Стокса [c.25]

Частица имеет сферическую форму, а ее размер настолько мал, что сопротивление, возникающее при относительном движении частицы и жидкости, описывается законом Стокса. [c.47]

Для малых частиц Ф 0 (область справедливости закона Стокса), в то время как может принимать различные значения. При 2вг = 10 мк, 2яз = 20 мк и Рр = 10 кг/м р, == 10 кг/м-сек, Дир" = = 0,1 м/сек, ]/ л 1 и так как Ф мало, то т] 0,65 для потенциального потока и т) 0,2 для вязкого (фиг. 5.7). Однако для 2яг = 1 мк, 2а = 2 мкш / 0,3 ц 0,03 для потенциального потока и т) о для вязкого, т. е. столкновений не происходит. Следовательно, взаимодействие на расстоянии в присутствии жидкой фазы оказывается более существенным для мелких частиц. В жидкостях, где средняя длина свободного пробега равна или больше размера частиц, следует ожидать течения со скольжением или свободномолекулярного течения. Приведенные в работе [235] величины ц [уравнение (5.22)] следует использовать.при свободномолекулярном движении частиц. [c.218]

Адиабатическое течение в сопле без трения на стенках. Если пренебречь излучением, трением на стенках и теплоотдачей от стенок к газу, принять Мпр = 2 и предположить, что применим закон Стокса для сопротивления частиц, то уравнения (7.26), (7.29) и (7.30) принимают вид [c.304]

То же справедливо и при фотолюминесценции. Внесем в зеркальную полость какое-нибудь фосфоресцирующее вещество, предварительно возбужденное освещением. Свечение нашего тела будет постепенно ослабевать действительно, свет фосфоресценции, отраженный зеркальными стенками, может частично поглощаться нашим веществом и нагревать его однако он не сможет поддерживать длительной фосфоресценции, для возбуждения которой требуется освещение светом более короткой длины волны, чем испускаемый свет (закон Стокса). Значит, и в данном случае будут иметь место постепенное нагревание тела за счет света фосфоресценции и постепенная замена этого излучения тепловым излучением нагретого тела, т. е. излучением, интенсивность и спектральный состав которого определяются температурой тела. Аналогично будет затухать свечение, вызванное кратковременным электрическим разрядом, и заменяться тепловым излучением, соответствующим установившейся температуре системы. [c.684]

Следует, однако, заметить, что в большинстве опытных исследований скорость всплытия газовых пузырьков в воде подчиняется закону Стокса, т.е. формуле (5.24), а не (5.246). Наиболее вероятное объяснение этого отклонения от теории состоит в том, что при движении газового пузырька в воде на поверхности раздела фаз накапливаются сложные молекулы поверхностно-активных веществ (ПАВ), которые лишают границу раздела подвижности — пузырек движется, как бы окруженный жесткой оболочкой. Таким образом, для практических расчетов скорости всплытия газовых пузырьков в воде при Re < 1 (зона 1 на рис. 5.6) можно рекомендовать формулу Стокса (5.24). [c.215]

Предельный размер капель, движущихся в газе по закону Стокса, может быть определен по (5.25), если положить в ней Л, = i" [c.225]

Согласно [Л. 310] поправка п области закона Стокса по Френсису равна (1—а в области закона Ньютона по Карману (1—dijDY . Влиянием стенок трубы можно пренебречь при, IQ, а при движении шара в восходящей суспензии — при Z>/rf 3,l [Л. ГЗ]. [c.57]

В [Л, 250] выполнены расчеты, применительно к частицам золы, движущимся в топочных камерах котлов. Несмотря на некоторую условность исходных величин, заложенных в расчет (/ 1 000° С <ст = 200" С Лт = 0,5-н60 вп град-, п=Ю вт1м п = 5 15 Рт = = (1,60н-10) 10 н/.и и /у = 0,01н-0,3 и = 2-н5 м сек и др.), а также на некоторые погрещности (оценка ряда сил по закону Стокса при варьировании размера частиц до 6 мм, игнорирование коагуляции, слипания частиц, эффекта Магнуса и пр.), эти результаты довольно показательны (рис. 2-12). Так можно полагать, что для частиц диаметром 0,4—20 мк наиболее существенными силами поперечного переноса частиц являются силы термофореза, а перенос под действием [c.72]

Движёийи сферы в жидкости изменетне v наблюдается лишь в области автомодельности (Нев>103). Характер зависимости коэффициентов скольжения фаз по пульса-ционной скорости в основном соответствует отмеченным изменениям. При этом для потоков газ — твердая частица коэффициент скольжения резко падает для крупных частиц. При изменении критерия Рейнольдса сплошной среды и отношения плотностей компонентов соотношения между у т и qjw для газа и жидкости качественно сохранятся. Поэтому можно полагать, что наиболее эффективным для интенсификации поперечного переноса массы и тепла будет использование твердых частиц в газовых потоках в области закона Стокса и в части переходного режима. [c.107]

Теоретические решения возможны только для чисел Рейнольдса, соответствующих закону Стокса. Почти все эти решения получены путем раз.чожения в ряд [c.37]

Д.ТЯ упрощения расчетов будет принято, что число Рейнольдса, вычисленное по относительной скорости между частицей и окружающей ее жидкостью, достаточно мало, так что сопротивление движению частицы определяется законом Стокса. Согласно [505],. уравнение движения частицы илюет вид [c.67]

Учет инерции в законе Стокса — Озеен (1911) [451). Образование следа в ламинарном потоке — Хоманн (1936) [686]. [c.104]

Приведенные выше соотношения можно представить в виде зависимости от объемной доли непрерывной фазы е при р = ре, рр = рр X X (1 — е) с использованием обобщения закона Стокса, предложенного Эрганом [уравнение (9.9)1 для е <0,917. Видно, что при относительно большой объемной доле из уравнения (9.70) следует [c.406]

Закон Стокса — Ломмеля. Первый закон люминесценции был установлен Стоксом в 1852 г. Согласно закону Стокса, длина волны излучения люминесценции всегда больше длины волны света, возбудившего люминесценцию. [c.363]

Закон Стокса для подобного типа излучения не имеет места. Ломмель дал новую, более общую формулировку, верную для стоксова и для антистоксова излучения. Так как спектральные линии (как испускания, так и поглощения) обладают определенной шириной, то закон Стокса в формулировке Ломмеля можно выразить так спектр излучения в целом и его максимум всегда сдвинуты по сравнению со спектром поглощения и его максимумом в сторону длинных волн. Этот закон обычно называют законом Стокса — Ломмеля. [c.363]

Вязкость. В соответствии с законом Стокса (который справедли при достаточно низких скоростях) коэффициент затухания для сферы радиусом R, движущейся в жидкости, вязксть которой t), равен у = 6л/ г . [c.236]

Схема опыта ясна из рис. 24.7. Пучок параллельных лучей падает на границу раздела стекло — флуоресцеин под углом, большим предельного, и испытывает полное внутреннее отражение. Весь отраженный свет концентрируется в направлении МС, N0. Однако зеленоватый свет флуоресценции в слое жидкости, прилегающем к участку призмы ММ, виден и по иным направлениям, что служит доказательством флуоресценции тонкого слоя жидкости под действием зашедшей туда волны. Явление выступает еще отчетливее, если использовать два скрещенных фильтра и выбранных так, что через их последовательность свет от источника не проходит. Но свет, прошедший через р1, способен вызвать флуоресценцию с другим спектральным составом, чем возбудивший ее свет (закон Стокса, см. 216). Этот измененный свет пропускается вторым фильтром р2- Таким образом, скрещенные фильтры задерживают полностью свет от источника, но свет флуоресценции, возбужденный волной, зашедшей во вторую среду, явственно виден. [c.488]

Закон Стокса — Ломмеля. Эта зависимость была впервые замечена Стоксом, который сформулировал правило, согласно которому люминесценция всегда имеет большую длину волны, чем по- глощенный возбуждающий свет, т. е. [c.175]

Рис. 68. Выполнение закона Стокса — Ломмеля и правила зеркальной симметрии спектров поглощения (погл) и люминесценции (люм) у растворов эозина в воде ( -10 , с )

Рис. 68. Выполнение закона Стокса — Ломмеля и <a href="/info/14608">правила зеркальной симметрии</a> <a href="/info/16559">спектров поглощения</a> (погл) и люминесценции (люм) у растворов эозина в воде ( -10 , с )

Учитывая сказанное, Ломмель предложил иную формулировку правила Стокса, которая получила название закона Стокса — Ломмеля спектр излучения в целом и его максимум всегда сдвинут по сравнению со спектром поглощения и его максимум в сторону длинных волн [c.176]

Закон Стокса — Ломмеля имеет весьма общее значение и строго [c.177]

Формула (XI.4) известна под назганием закона Стокса. Она выражает закон изменения скорости в поперечном сечеиип трубы [c.157]

Воспользовавшись формулой (5.25), оцеиим к примеру, какой размер должна иметь пылинка, чтобы ее падение в воздухе подчинялось закону Стокса. Положив [c.201]

Для малых чисел Рейнольдса (Reia < 1) и ничтожно малых объемных концентраций дисперсной фазы а 0), когда tpa= 1, приведенные формулы дают известный закон Стокса (1.3.42), которому соответствует = 9/2. [c.92]

Если характерные числа Рейнольдса обтекания частицы пе-велпки (Rei2 1, то, используя закон Стокса (Сц = 24/Ре1г) иолучпм, что сила межфазного взаимодействия пропорциональна (Уо — Уз) и вязкости несущей фазы и не зависит от ее плотности, п характерное время вовлечения частицы в движение несущей фазы будет определяться вязкостью (по не плотностью) несущей фазы, размером и плотностью вещества частицы [c.100]

В случае газовзвесей, когда р° -С р°, в межфазной силе из-за несовпадения скоростей фаз обычно преобладает квазнстационар-ная сила трения ), которая зависит только от ссг и Wiz = Uj — Уг и не зависит от их производных. Тогда, полагая Re < 1, согласно закону Стокса силу F можно представить в виде [c.301]

Оптика (1976) -- [ c.684 ]

Гидравлика и аэродинамика (1975) -- [ c.157 ]

Техническая термодинамика. Теплопередача (1988) -- [ c.182 ]

Гидравлика и аэродинамика (1987) -- [ c.160 ]

Гидродинамика при малых числах Рейнольдса (1976) -- [ c.59 , c.104 , c.143 , c.156 , c.174 , c.314 , c.380 , c.381 , c.512 , c.532 ]

Справочник по электротехническим материалам Т1 (1986) -- [ c.42 ]

Гидроаэромеханика (2000) -- [ c.151 , c.434 ]

Справочник по электротехническим материалам (1959) -- [ c.81 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...