Сфера в потоке

Устойчивость сферических меж-фазных границ. Процесс разрушения капель и пузырьков чрезвычайно сложный и характеризуется взаимодействием сил поверхностного натяжения, вязкости и сил инерции. Условия для начала дробления можно получить, анализируя устойчивость жидкой сферы в потоке другой жидкости. Решение этой задачи даже в рамках малых возмущений очень сложно. Поэтому рассмотрим устойчивость первоначально плоской границы раздела двух идеальных жидкостей (т. е. эффекты вязкости отбрасываются) с плотностями р°, р2 и поверхностным натяжением S, движущихся с относительной скоростью V вдоль этой границы и с ускорением g в направлении. перпендикулярном к границе, причем g > О, если направлено от первой ко второй фазе. [c.256]

В этих уравнениях L и V(t — постоянные масштабные значения длины и скорости, выбранные в качестве характеристик течения. Например, если бы мы изучали результирующую силу, действующую на сферу в потоке, то в качестве L следовало бы выбрать диаметр сферы, [c.153]

Сфера в потоке. Функция тока для равномерного потока, текущего справа налево, имеет вид 51п 0. Следовательно, если в поток поместить [c.440]

Сфера в потоке с параболическим профилем скорости. Рассмотрим диффузию к поверхности твердой сферической частицы радиуса а, увлекаемой течением Пуазейля вдоль оси круглой трубы радиуса L. Считаем, что скорость частицы совпадает со скоростью жидкости на оси потока и выполнено неравенство а L. В этом случае распределение скоростей жидкости вдали от сферы имеет параболический профиль [c.175]

В ранее использованной модели [163, 171] предполагалось, что элементарные слои, образующие стопу, имеют толщину, равную d, и их оптические характеристики принимались равными характеристикам частиц. Такая связь между свойствами элементарного слоя и образующих его частиц может быть использована по крайней мере в качестве первого приближения при плотной упаковке частиц. Если система частиц сохраняет высокую объемную концентрацию при неплотной упаковке, связь между параметрами элементарного слоя и образующих его частиц будет более сложной. Для расчета этой зависимости служит геометрическая модель элементарного слоя—двумерная модель дисперсной среды [177], в которой реальные частицы, расположенные случайным образом в одной плоскости, заменены системой регулярно расположенных в узлах плоской квадратной сетки с шагом 2ур сфер. В рамках геометрической оптики взаимодействие излучения с поверхностью не зависит от ее размеров [125], поэтому принято, что сферы имеют единичный радиус. Предполагается, что поверхность их диффузно отражающая, серая. Для расчета характеристик элементарного-слоя используется вспомогательная схема (рис. 4.1), образованная моделью 2 и двумя абсолютно черными плоскостями I и 3. Задав на а. ч. плоскости 1 поток излучения плотностью qb, можно найти коэффициенты отражения и пропускания модели rt и Т( по отношению потоков, попадающих на плоскости / и 5 после многократного отражения на частицах, образующих систему 2, к заданному потоку, а затем поглощательную способность и равную ей степень черноты. [c.149]

Выражение для приведенной силы взаимодействия между несущей средой и включениями записать в общем случае не представляется возможным, ибо такое общее выражение не получена даже для случая движения одиночной сферы в однородном потоке вязкой несжимаемой жидкости с переменной скоростью. Следует отметить, что даже в этом случае сила взаимодействия зависит от предыстории движения. Оставляя пока вопрос об имеющихся выражениях для силы взаимодействия фаз (об этом см. гл. 2—4), остановимся на структуре формул. Силу взаимодействия целесообразно представить в виде суммы нескольких составляющих разной природы. В первую очередь следует разделить на две части на составляющую из-за воздействия макроскопического поля давлений — а р, которая не связана со скоростной неравновесностью между фазами, и составляющую, которая связана именно со скоростной неравновесностью между фазами (несовпадение и г,) [c.35]

С целью использования этого соотношения для качественного рассмотрения устойчивости сферической границы раздела в потоке, выделим две схемы (рис. 5.3.2, а, б). Плоская схематизация случая а) моделирует процесс около лобовой или кормовой точки, аналогичная схематизация б) моделирует процесс вдоль меридионального большого круга на сфере в плоскости, перпендикулярной к скорости обтекания. Из анализа схемы а) видно, что ускорение [c.257]

Момент, действующий на частицу в потоке с поперечным сдвигом. Момент, действующий на частицу в потоке с поперечным градиентом скорости, сообщает ей вращательное движение, в результате чего она вытесняется под действием силы Магнуса (разд. 2.3). Развивая приведенный выше анализ, находим момент, действующий на сферу со стороны множества частиц [c.222]

Диффузионный поток задается распределением частиц, диффундирующих по направлению к сфере В. Концентрация п этих частиц выражается при помощи уравнения диффузии [c.265]

СОПРОТИВЛЕНИЕ СФЕРЫ В ПОТЕНЦИАЛЬНОМ ПОТОКЕ. [c.190]

Теперь несложно найти распределение давления в потоке, касательное напряжение на границе сферы и полную силу сопротивления при обтекании сферы. Записывая уравнение (5.16) в проекции на одну из осей координат, например на ось г, и используя при этом выражение (5.17) и найденное выше значение , получаем [c.197]

Дальнейшее увеличение числа Рейнольдса приводит к появлению значительной по площади зоны отрыва в кормовой части поверхности капли. При числах Re = 100, как и при обтекании твердой сферы, отрыв потока происходит непосредственно в районе миделевого сечения капли. (В этом состоит принципиальное отличие в характере обтекания капель и газовых пузырьков.) Скорость падения жидких капель в газе при Re 1 с хорошим приближением может быть рассчитана, исходя из предположения о постоянстве коэффициента сопротивления Сд. Приравнивая силу тяжести и силу сопротивления [c.226]

Связь между к В . Поток энергии излучения, распространяющейся в данном направлении (р, 0) (рис. hl4), можно представить в форме (13.14), где элементарный телесный угол doj по определению равен отношению элементарной площади dA , вырезанной элементарным телесным углом на сфере, к квадрату радиуса R этой сферы примем R = , тогда [c.279]

Аналогичная картина возникает и в случае обтекания сферы колеблющимся потоком в этом случае стационарное вторичное течение набегает на экватор сферы (рис. 23), а продольная компонента скорости вторичных течений вне пограничного слоя [c.105]

Блок управления и блок подготовки производства являются узким местом в потоке обратной связи кибернетической системы, и необходимы решительные меры по увеличению их пропускной способности меры количественного характера — увеличение числа плановых, проектных и других организаций и числа работающих в них сотрудников меры, качественно изменяющие методы и организацию труда плановиков, экономистов, инженеров и других специалистов, направленные на повышение производительности умственного труда в сфере управления и подготовки производства, основанные на использовании вычислительной техники. [c.7]

Полное давление в устье некоторого (г-е, л-е) отверстия на поверхности сферы (рис. 8-17), введенной в поток, за вычетом атмосферного давления запишется как [c.297]

Коэффициент сопротивления сферы в области 1000 < Ке 250 000 практически одинаков, а распределение давления по поверхности сферы зависит от Ке. Спасает то обстоятельство, что в пределах центрального утла 80° (и даже 90°) вокруг лобовой точки (40—45° на сторону) распределение давления не зависит от Ке. Именно в этой области и располагают отверстия на поверхности измерительного шарика. Если иметь в виду измерения в воздушных потоках зондом с диаметром шарика 10 мм, то независимость А,- от числа Рейнольдса обеспечена начиная с [c.299]

Для расчета теплоотдачи сферы в воздушном потоке Мак Адамс на основании данных многих исследователей рекомендует использовать уравнение (10-53) при i = = 0,37 и С2 = 0,6 в диапазоне изменения числа Рейнольдса от 17 до 7 10 [Л. 17]. [c.275]

Необходимое условие возникновения О. т. вязкой Жидкости — повышение давления в направлении течения, т. е. убывание скорости. Типичным примером такого течения при дозвуковых скоростях потока является течение у поверхности с образующими криволинейной формы (напр., у профиля крыла при больших углах атаки, сферы), в диффузоре, канале с уступом и др. При обтекании тела криволинейной формы (рис. 1) в пределах толпщны б пограничного слоя по нормали к поверхности скорость течения убывает от значения на [c.515]

Аналитическое определение коэффициента сопротивления за пределами режима Стокса базируется в основном на приближении Озеена, которое учитывает инерциальные члены в потоке только вдали от сферы и приводит к следующей зависимости [c.49]

Зондовая методика. Измерения потенциала (р и заряда q в положительно заряженной струе газа, а также вне ее проводились при помощи сферического зонда малого радиуса, который вводился в исследуемую точку С пространства и подключался либо к статическому вольтметру (тогда измерялся потенциал зонда ( ), либо заземлялся через амперметр (тогда измерялся ток 7 на заземленный зонд). Величины в Jr в ряде случаев могут позволить определить потенциал (рс и плотность объемного электрического заряда q в точке С. Для этого должна быть решена задача об обтекании сферы заряженным потоком газа при граничных условиях, соответствующих двум указанным электрическим режимам. [c.362]

Если же поперечный размер тела превосходит размер теплового пятна, то при достаточной интенсивности теплоподвода и в зависимости от его расположения перед телом может возникнуть отрывная область с зоной возвратного течения. В этом случае структура течения похожа на структуру, возникающую при обтекании тела с выдвинутой вперед иглой. На рис. 2 представлен случай обтекания сферы сверхзвуковым потоком с Моо = 3, q = 20 и расстоянием меж- [c.415]

Кэвено. Теплообмен сфер в потоке разреженного газа дозвуковой скорости. — В кн. Механика, ИИЛ, 1956, № 6, с. 27—38. [c.217]

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]

В книге Фортье [32 ] в рассматриваемой формуле для силы, действующей на сферу (см. разделы 4.5.3 — 4.5.5 в [32]), неправильно учтены составляющие из-за ускорений фаз. Это связано с ошибочным учетом силы Архимеда (см. замечание после (3.3.20)) и ошибкой в формуле для силы на покоящуюся сферу в нестационарном поступательном потоке. [c.177]

В данном параграфе рассмотрены основные эффекты, возникающие при обтекании одиночной сферы бесконечным потоком жидкости. Эти эффекты, конечно, сохраняются и в дисперсных смесях, а в смесях с малой объемной концентрацией дисперсной фазы а, количественно онисываются формулами, полученными для обтекания одиночной сферы. [c.249]

Поскольку в рассматриваемой системе Ве 1, То Ре 1. В этом случае можно утверждать, что основная масса целевого компонента из указанных пограничных слоев III, V будет сноситься конвективным течением в узкую область вблизи поверхности сферы, отделяющей зону циркуляционного течения жидкости от остальной области. При этом целевой компонент пз области III сносится в область VI, примыкающую к сферической поверхности с внешней стороны, а из области V — в область VII, примыкающую к сферической поверхности с внутренней стороны. Вблизи задней критической точки циркуляционного течения (точка В) поток жидкости, текущей вблизи границы зоны циркуляционного течения, раздваивается. При этом целевой компонент, находившийся в зоне VI, далее переносится в зону диффузионного следа VIII, а целевой компонент из зоны VII переносится в область внутреннего следа, расположенного внутри циркуляционной зоны вблизи оси симметрии (зона IX). Вблизи задней критической точки пузырька (точка А) область внутреннего следа сли- [c.258]

Попытки определения силы сопротив.ления, действующей на сферу в стационарном потоке вязкой жидкости, впервые были предприняты Ньютоно.л в 1710 г. Для случая большой относительной скорости V была получена зависимость [c.29]

Ведено на фиг. 2.2, где V — местное значение скорости, а Ко — скорость набегающего потока. Безразмерная радиальная координата представлена в виде (у а) Кдар/р, где у отсчитывается от поверхности сферы в радиальном направлении. Эти результаты не дают возможности определить коэффициент сопротивления, но имеют важное значение при рассмотрении. множества частиц (гл. 6). Следы за свободно висящей сферой, удерживае.мой магнит- [c.33]

Рассмотрим сферу радиусом г в потоке множества частиц с поперечным градиентом скорости duldy, с концентрацией п и массой т и примем скорость и равной нулю в центральной плоскости сферы. Относительная скорость, как показано на фиг. 5.11, равна [c.219]

Распространение теплоты при сварке экваториальных однопроходных швов на тонкостенных сферах происходит при некотором стеснении теплового потока вследствие кривизны сферы в двух направлениях. Температура точек оказывается несколько выше, чем в бесконечной пластине той же толщины. На сферах большого диаметра с малой толщиной стенки этим влиянием можно пренебречь, если [c.192]

Обработка опытных данных по среднему коэффициенту теплоотдачи между воздухом и сферой в условиях вынужденного движения, выполненная Каванау в соответствии с формулой (11.29), позволила получить ф = 2,63. Опыты проводились в потоке газа при М = = 0,1 — 0,69 и Re = 1,75— 124. При обработке опытных данных коэффициент теплопроводности определялся по адиабатной температуре стенки, а остальные физические параметры — по термодинамической температуре потока. Определяющий размер — диаметр сферы. [c.402]

Обтекание сферы реальным потоком вязкой жидкости существенно отличается от описанного теоретического, так как сфера является неудобообтекаемым телом и влияние вязкости и вихре-образования в этом потоке очень велико. [c.280]

Пршзести выражение для силы межфазного взаимодействия в общем случае не представляется возможным, ибо оно не получено даже для случая движения одиночной сферы в однородном потоке вязкой несжимаемой жидкости с переменной скоростью. Отметим, что даже в этом случае сила взаимодействия в момент и зависит от предыстории движения сферы во времена t <. [c.31]

Из симметрии кривой давления, пост 1)оенной по уравнению (VI 1.45), следует, что главный вектор сил давления равен нулю. Это означает, что при равномерном движении сферы в идеальной жидкости она не испытывает никакого сопротивления. Оказывается, что полученный результат для сферы верен для всех конечных тел, обтекаемых пространственным потенциальным потоком. Это явление называют в гидродинамике парадоксом Даламбера. [c.181]

При дозвуковом обтекании сферы в окрестности лобовой критической точки рд. = V2Uoo// o, где иаа — невозмущенная скоаость потока, Г( — радиус сферы. При гиперзвуковом обтекании Рд. определяется по формуле Ньютона [в4]. [c.400]

Др. прииером гидродинамич. силы является сила Берну л л в, притягивающая тела, движущиеся в жидкости или омываемые ею. Для случая двух жёстких сфер с радиусами а и Ь, находящихся на расстоянии г друг от друга в потоке жидкости, движущейся со скоростью V, сила Бернулли равна [c.86]

Хаберман и Сэйр рассматривали также случай жидких частиц, движущихся внутри пуазейлевского потока, пренебрегая влиянием поверхностного натяжения в уравнениях для напряжений. Они показали, что предположение о сферической форме жидкой капли, движущейся внутри цилиндра, не может привести к точному решению, хотя во многих случаях, судя по полученным ими экспериментальным данным, служит хорошим приближением. Эти же авторы изучали также движение сферы в момент, когда она проходит через центр сферического сосуда, что обсуждалось в разд. 4.22. Этот случай интересен тем, что он дает верхнюю грань для сопротивления движению в цилиндрическом сосуде, так как влияние сферических границ превосходит влияние стенок бесконечных цилиндров одинаковых радиусов. Эта задача, в отличие от задачи о падении сферы по оси бесконечно длинного цилиндра, не будет уже, строго говоря, стационарной. [c.369]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...