Течение в длинных трубах

Решение системы уравнений (X—-7) для трубопровода с заданными размерами удобно получать графическим методом. Для этого прежде всего строят характеристики всех труб системы но уравнению (X — 1). Характеристика представляет собой зависимость потерь напора в трубе от расхода. При турбулентном течении в трубе ее характеристика является практически квадратичной параболой при ламинарном течении в длинной трубе — практически прямо/ (см. гл. IX). [c.269]

Под свободно-молекулярным течением в длинной трубе понимают такое течение, в котором длина свободного пробега молекул Z много больше диаметра трубы <7. В этом случае необходимо учитывать столкновения молекул со стенками, но можно пренебречь столкновениями молекул между собой, следовательно, максвелловское распределение скоростей хаотического движения молекул, устанавливающееся при отражении от стенок, внутри труб не нарушается. [c.169]

Из формулы (9.73) следует, что при ьи = с, п = при малых скоростях, например при дозвуковом течении в длинной трубе, = 1, т. е. течение на начальном участке трубы при малых Wl является близким к изотермическому. При т с, т. е. при сверхзвуковом течении с очень большой скоростью, п оо, т. е. процесс течения близок к изохорическому (рис. 9.24). [c.327]

Характеристика представляет собой зависимость потерь напора в трубе от расхода. При турбулентном течении в трубе ее характеристика является практически квадратичной параболой при ламинарном течении в длинной трубе — практически прямой (см. гл. IX). [c.271]

Рис. 1.22. Теплоотдача при стабилизированном в тепловом и гидродинамическом отношениях течении в длинных трубах

В связи с этим авторы попытались сформулировать и доказать основные положения гидравлики вращающихся цилиндрических потоков, показать их применимость и необходимость использования в работах по центробежной интенсификации теплообмена и сепарации. При этом рассматривались именно те вопросы гидравлики вращающихся цилиндрических потоков, которые необходимо иметь в виду при организации течения в длинных трубах и каналах, так как именно такие потоки могут иметь место в твэлах и центробежных сепараторах пара. [c.12]

Известно несколько работ, в которых учтено явление поверхностной диффузии. Так, в [Л. 5-23] рассмотрена задача о кнудсеновском течении в длинной трубе при наличии поверхностного диффузионного потока, причем влияние поверхностной диффузии вследствие линейной зависимости поверхностной плотности от координаты сводится только к добавлению этого потока к кнудсенов-скому. / [c.338]

Установившееся течение в длинной трубе эллиптического сечения, содержащей софокусное эллиптическое ядро [47], также изучалось при помощи методов конформного отображения. Когда площадь поперечного сечения ядра превосходит треть поперечного сечения трубы, увеличение перепада давления, вызванное ядром, может быть близко аппроксимировано результатами, полученными для случая концентрического круглого ядра с такой же площадью поперечного сечения. При этом представляет интерес ситуация, когда внутренняя граница стягивается в бесконечно тонкую полоску, соединяющую фокусы. [c.53]

Пример, показанный на рис. 7.10.6, соответствует течению в длинной трубе, где условие V Сс реализуется около выхода трубы, и превышение равновесной скорости звука (V > ) реализуется в малой части трубы. [c.291]

Реологическое поведение несжимаемых ньютоновских жидкостей полностью определяется величиной единственного параметра — вязкости. Для заданного материала вязкость является функцией только температуры. Экспериментальное определение-вязкости состоит в измерении некоторой легко определимой величины, которая единственным образом может быть связана с вязкостью при помощи соотношения, получаемого теоретически из решения уравнения движения. Например, градиент давления A/ /L в осевом направлении для прямолинейного течения в длинной круглой трубе выражается законом Хагена — Пуазейля [c.167]

Выше было показано, что при течении в цилиндрической трубе с трением дозвуковой поток ускоряется, а сверхзвуковой тормозится, причем предельно возможным состоянием в обоих случаях при непрерывном изменении параметров является критический режим, т. е. достижение потоком скорости звука в выходном сечении трубы. Уравнение (17) позволяет установить количественную связь между изменением скорости и приведенной длиной трубы X- Если на входе в трубу поток дозвуковой и приведенная скорость его равна Я1 и если приведенная длина трубы меньше критического значения, определяемого формулой (18), то на выходе из трубы поток будет также дозвуковым, причем из уравнения [c.187]

Свободно-молекулярное течение газа в длинной трубе [c.169]

Распад произвольного разрыва давления и течение в ударной трубе. Пусть имеется ударная труба длиной ЬЛ L. Длина Ъ нрн-ходится на КВД, заполненную однофазным газом с давлением р , и длина L — на КНД, заполненную газовзвесью при давлении В люмент t = Q диафрагма, разделяющая газ п газовзвесь при а = О, разрывается. Необходимо рассчитать образующееся волновое течение на основе уравнений (4.5.1) для V = 1 (плоские волны). [c.351]

Рис. 4.42. Течение газа в длинной трубе

Следует отметить, что кинематическая структура потока в некруглых трубах имеет свои особенности. На рис. 102 показаны циркуляционные течения, возникающие в прямоугольных трубах. Эти движения в плоскостях, нормальных к оси потока, называют поперечной циркуляцией. В прямых круглых трубах достаточной длины поперечная циркуляция не возникает. Причина таких вторичных течений еще до сих пор четко не выяснена. Можно допустить, что из тех мест, где касательные напряжения больше, жидкость вследствие механизма турбулентности переносится в середину трубы (канала), а оттуда течет к местам с меньшими касательными напряжениями, в частности, в углы рассматриваемых сечений. Это приводит к тому, что в местах с большими касательными напряжениями скорость немного уменьшается, а в местах с меньшими касательными напряжениями, наоборот, немного увеличивается. В результате касательные напряжения у стенок выравниваются. Иначе говоря, динамическая структура потока в прямоугольных трубах в целом не отличается от осесимметричного течения в круглых трубах. [c.179]

Отрывные течения и вихреобразования непосредственно за местным сопротивлением деформируют эпюру осредненных скоростей турбулентного потока несмотря на то, что средняя скорость течения в цилиндрической (призматической) трубе остается неизменной. Выравнивание эпюры осредненных скоростей до вида, характерного для равномерного турбулентного потока в длинной трубе, происходит на участке стабилизации потока, длина которого может быть достаточно значительной. [c.211]

В вертикальных трубах при движении пара сверху вниз силы тяжести и динамического воздействия парового потока совпадают по направлению и пленка конденсата стекает вниз. В коротких трубах при небольшой скорости парового потока течение пленки в основном определяется силой тяжести аналогично случаю конденсации неподвижного пара на вертикальной стенке. Такой же оказывается и интенсивность теплоотдачи [Л. 32]. При увеличении скорости пара интенсивность теплоотдачи растет. Это объясняется уменьшением толщины конденсатной пленки, которая под воздействием парового потока течет быстрее. В длинных трубах при [c.143]

Изменения р и i полностью определяются изменением давления член df, стоящий в правой части (5.2), учитывает трение па стенке канала. Состояние жидкости, движущейся в длинной трубе, подчиняется уравнениям (5.1) — (5.3) с учетом трения на стенке. Применительно к критическому режиму течения, который в рассматриваемом случае реализуется в выходкам сечении, значением df можно пренебречь, если рассматривать изменение состояния в элементе, непосредственно [c.71]

Подробно рассмотрена зависимость границ режимов течения от длины трубы и температуры на входе. Разброс экспериментальных данных можно качественно объяснить влиянием накопления пара по длине, турбулизацией потока при пузырьковом кипении и образованием неравновесных полостей в потоке. Была рассмотрена также возможность установления взаимной связи влияния температуры на входе и влияния длины участка на процесс перехода от одного режима к другому при использовании понятия длины участка развитого кипения. [c.54]

Примем, что это выражение применимо и для определения напряжения трения на поверхности раздела пар —жидкость при кольцевом течении пленки в длинной трубе. Введем вместо скорости пара w некоторую эквивалентную скорость жидкости Wa.m, создающую такое же напряжение трения на межфазной границе, что и поток пара. Тогда [c.112]

Величина аж может быть определена по известным формулам для коэффициента теплоотдачи при турбулентном течении жидкости в длинной трубе, например по формуле [c.113]

Пример. При ламинарном течении в круглой трубе профиль скоростей (безразмерный) не зависит от величины коэффициента вязкости [см. формулу (10.9)1. Поэтому коэффициент теплоотдачи однозначно зависит от совокупности значений коэффициента теплопроводности, объемной теплоемкости, расходной скорости, диаметра и длины трубы. Уравнение (6.13) в данном конкретном случае запишется в виде [c.52]

Расчет теплообмена при полностью развитом ламинарном течении в круглой трубе и постоянной плотности теплового потока по длине трубы, но при произвольном изменении плотности теплового потока по окружности провел Рейнольдс [Л. 2, 3]. [c.141]

Таким образом, в зависимости от способа подвода жидкости к входному сечению канала и от числа Рейнольдса пограничный слой в этом сечении может иметь турбулентное или ламинарное течение с последующим переходом в турбулентный режим. В соответствии с этим изменяется и теплоотдача по длине трубы. Если труба короткая, то большая часть ее занята начальным участком с описанными выше сложными явлениями. В длинных трубах влияние этого начального участка невелико и основная часть находится в стабилизированной области, где теплоотдача с длиной трубы изменяется незначительно. Зависимость теплоотдачи от характера и величины гидродинамических возмущений в потоке жидкости широко используется для интенсификации процессов конвективного теплообмена в том случае, когда нельзя увеличить скорость (см. 3-12). [c.135]

Предположим, что рассматривается стационарное прямолинейное течение в длинной трубе с поперечным сечением некруглой формы, например в трубе с эллиптическим сечением. Если повторить для этого случая проведенный в гл. 5 анализ течения Пуазей-ля, окажется, что не существует контролируемых прямолинейных течений. Распределение if по сечению трубы будет не однородным ло координате 9 эллиптической системы координат. Это свидетельствует о существовании нулевого распределения скорости в плоскости поперечного сечения трубы. Тем не менее желательно предположить (для задач определенного типа), что это вторичное течение не слишком существенно например, не следует ожидать его большого влияния на величину /, описывающую падение давления на единицу длины трубы. [c.272]

Из этой формулы следует, что при W — с п = k при малых скоростях, например при дозвуковом течении в длинной трубе, и 1, т. е. течение на начальном участке трубы при малых w является близким к изотермическому. При W с,т. е. при сверхзвуковом течении с очень большой скоростью, когда п - оо процесс течения близок к изохорнческому (рис. 4.42) [c.365]

Действительная картина течения газа через щель в уплотнении несколько отличается от того, что было описано в разд. 4.6. Рас-с.мотрим один гребень уплотнения и обозначим толщину гребня Д, а зазор между гребнем и нижней стенкой б. При течении вязкого газа на стенке образуется пограничный слой. Если при постоянной величине зазора сильно увеличить толщину гребня, то картина течения изменится, и коэффициент расхода будет определяться не срывом потока на кромке, а пограничным слоем, воз-никающИхМ на стенке. Такое течение будет представлять собой течение в узкой длинной щели. Такого же эффекта можно добиться, уменьшая величину зазора при той же величине гребня. Очевидно, что во внимание должна приниматься относительная толщина гребня Д/б. Когда гребень относительно тонок, коэффициенты расхода имеют приблизительно то значение, которое следует из теории для бесконечно тонкого гребня. При увеличении относительной толщины гребня коэффициент расхода вначале растет это объясняется тем, что отрыв локализуется на входном участке и течение напоминает течение в короткой трубе. При дальнейшем увеличении толщины гребня коэффициент расхода снижается, так как возникают достаточно толстые пограничные слои и течение больше начинает напоминать течение в длинной трубе. [c.266]

Течение Пуазейля (см. также разд. 2-5) — это осевое течение в длинной цилиндрической трубе. Выберем цилиндрическую систему координат с осью z в направлении течения и стенкой трубы, расположеной при г = R. Кинематическое описание [c.183]

За расчетную схему примем наиболее общий случай течения в вихревой трубе с дополнительным потоком (рис. 4.7). В этом случае режим работы обычной разделительной вихревой трубы представляет собой предельный при О- Используем понятие элементарного объема вращающегося газа dQ. = V nrdr. Условие осевой симметрии обеспечивает отсутствие фадиентов в направлении угловой координаты ф. В сформированном потоке вихревой трубы радиальные скорости пренебрежимо малы. В процессе построения аналитической расчетной цепочки можно использовать принцип суперпозиции, т. е. независимость законов движения по нормальным друг к другу осям координат. Процесс энергообмена в сопловом сечении считаем заверщенным. Определим предельно возможные по разделению энергетические уровни потенциального и вынужденного вихрей. Длина пути перемешивания и фадиент давления определяют предельный эффект подофева приосевого турбулентного моля при его переходе на более высокую радиальную позицию. При этом делается допущение о переходе в сечении, перпендикулярном оси. Осевой снос моля не учитывают. Вязкость и теплопроводность проявляют себя, если присутствуют фадиенты скорости и температуры. Поэтому при формировании свободного вихря вязкость будем учитывать, анализируя процесс затухания окружного момента [c.191]

Рпс. 5.30. Возможные режимы сверхзвукового течения в цилиндрической трубе с трением при сверхкри-тическоп длине трубы, Я] = 1,8 X = 0,6 (к примеру расчета) [c.266]

Укажем, наконец, что двухфазное течение в охлаждаемых трубах (конденсация движущегося в трубе пара) характеризуется уменьшением скорости смеси по длине канала по этой причине его структура очень сильно зависит от ориентации канала. В вертикальных охлаждаемых каналах устойчивое течение практически возможно лишь для опускного парожидкостного потока, так как при встречном движении пленки конденсата и пара велика вероятность захлебывания (см. гл. 4). При опускном движении конденсирующегося пара в вертикальной трубе самым естественным и основным является кольцевой режим течения. В горизонтальных трубах при малых скоростях смеси всегда возникают расслоенные структуры. Однако при конденсации жидкая пленка непрерывно образуется по всему периметру канала и затем стекает вниз. Поэтому здесь также наблюдается кольцевая структура с большой и увеличивающейся по длине несимметрией в распределении толщины жидкой пленки по периметру трубы. Большая часть расхода жидкости в направлении течения приходится на нижнюю часть сечения канала — ручейковая структура, тогда как наиболее интенсивная конденсация происходит по верхней части периметра, где пленка конденсата тонкая. [c.340]

Такой переход от ламинарного режима к турбулентному, происходящий с изменением знака производной <3>i/(3Re, в соответствии с рекомендацией Л. А. Вулиса и Б. А. Фоменко [20] называется дальше критическим переходом. На рис. 3.9 [19] показан переход от ламинарного режима к турбулентному для течения в гладкой трубе без поля и при наличии поля. Наложение поля (На = 82,5) привело к затягиванию ламинарного режима и увеличению критического числа R kp от 3000 до 5000. Для ламинарного режима точки, полученные для течения с полем и без поля, укладываются на одну прямую, несколько отличающуюся от прямой Пуазейля из-за недостаточной длины участка гидродинамической стабилизации. [c.69]

К классическим задачам о теплообмене при ламинарном течении в круглой трубе относятся задачи с заданной постоянной температурой стенки или тепловым потоком на стенке. В последние годы классические решения были обобщены на случай заданного, но неравномерного по длине теплового потока или переменной температуры стенки. Подобные решения получили Холлмеи [1], Цесс и Шеффер [2], Селлерс, Трайбус и Клейн [3] i). [c.340]

Конденсат и пар могут течь как ламинарно, так и турбулентно. На входе в длинную трубу течение пара может быть турбулентным. По мере хоыденсацин пара его скорость уменьшается и турбулентное течение. может перейти в ламинарное. Одновременно вдоль трубы может непрерывно увеличиваться расход конденсата, и его течение из ламинарного может перейти в турбулентное. [c.106]

Не делая каких-либо предположений о длине гидродинамического начального участка, определим прежде всего распределение скорости при полностью развитом ламинарном течении жидкости с постоянной вязкостью. В качестве исходного уравнения используем дифференциальное уравнение движения пограничного слоя при осесимметричном течении в круглой трубе (4-11). Очевидно, что при развитом профиле скорости Ur=0, (ди1дх)=0, и уравнение (4-11) упрощается [c.76]

Рассмотрите стабилизированное ламинарное течение в круглой трубе. Плотность тепловопо потока на стенке изменяется по длине трубы в соответствии с соотношением [c.182]

Функция распределения п-отности теилового потока на стенке по окружности трубы 5, для полностью развитого турбулентного течения в круглой трубе при постоянной по длине плотности теплового потока на стенке [c.213]

Движение двухфазных смесей будем рассматривать применительно к течению в вертикальных трубах боль-щой длины для различных агрегатов, когда можно двухфазную среду принять квазигомогенной. В этом случае при изучении нестационарного движения в целом для всего потока можно написать уравнение движения для одномерного течения гомогенной двухфазной среды с учетом скольжения легкой фазы (в нашем случае скольжение пара в воде за счет архимедовой силы). С учетом указанных выше обстоятельств основные уравнения для потока пароводяной смеси в вертикальных 76 [c.76]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...