Волны дисперсные

Некоторые результаты расчетов представлены на рис. 4.5.6— 4.5.8. Естественно, что из-за потерь энергии газа в капли затухание переднего скачка происходит интенсивнее, чем в чистом газе, особенно если в начальный момент капли находятся перед взрывной волной. Дисперсная фаза, попадая в волну, быстро разгоняется до локальной скорости газа за время около 0,3 мс, а затем начинает двигаться быстрее газа (так как последний замедляется из-за волны разрежения), подталкивая газ как некий проницаемый поршень . [c.358]

Из трех объемных коэффициентов лишь два являются независимыми, так как к=-кр + ки> Пары этих характеристик рассеивающей среды выбираются произвольно. Иногда удобной парой оказывается один из коэффициентов (ослабления, рассеяния или поглощения) и величина А=кр1 кр + ки)—вероятность выживания фотона (или альбедо однократного рассеяния). Ослабление оптических волн дисперсной средой в целом полностью характеризуется парой характеристик, но, подчеркнем, только в случае изотропных рассеивающих частиц среды. Если дисперсная среда оптически активна или анизотропна, тогда ослабление оптических волн в ней описывается большим количеством энергетических характеристик. [c.45]

При определенных условиях оказывается невозможным выделить отдельную частицу в ансамбле, поэтому необходимо рассматривать взаимодействие излучения со всей совокупностью дисперсного материала. Такого рода кооперативные эффекты могут наблюдаться, если в системе существует ближний порядок, а размер частиц, расстояние между ними и длина волны являются величинами одного порядка, причем счетная концентрация рассеивающих центров 10 1/см [128]. Как следует из (4.1), подобного рода кооперативные эффекты не характерны для рассматриваемых систем. [c.133]

Диапазоны встречающихся в приложениях размеров дисперсных частиц, способы их измерения показаны на рис. 0.1 в сравнении с характерными длинами волн различных видов электромагнитного излучения, размерами атома, кристалла и характерной длиной свободного пробега в газе в нормальных условиях ). [c.9]

Распространение звуковых волн в взвесях представляет собой в основном явление переноса количества движения. К техническим применениям данной проблемы относятся поглощение звука в дисперсной системе, образованной газом и твердыми частицами или жидкими каплями, определение среднего размера частицы, а также задачи усиления и поглощения звука [361]. Вызывает также интерес с.лучай распространения звука в жидкости, содержащей большое число газовых пузырей, что существенно для военных подводных лодок. [c.255]

Если в одной точке дисперсной среды производить измерения при различных длинах волн 1 и Яг, то на основании (12.21) интенсивность прошедшего излучения будет определяться формулами [c.244]

Авторы [71] объединили снарядный и эмульсионный режимы в перемежающийся режим течения, что достаточно обосновано с точки зрения приложений. В горизонтальных каналах особенно в условиях теплообмена чрезвычайно важно определить границу расслоенного режима течения, так как в этом режиме верхняя часть поверхности трубы не имеет контакта с жидкостью. В [71] принято, что волновой режим переходит в дисперсно-кольцевой или перемежающийся, когда амплитуда волн становится соизмеримой с диаметром канала и жидкость смачивает верхнюю образующую цилин- [c.307]

В части I приводятся основные уравнения механики и теплофизики многофазных сред различной структуры, рассматриваются методы описания межфазного взаимодействия в дисперсных средах, исследуются ударные и детонационные во.п-ны и волны горения в конденсированных средах, газовзвесях и пористых телах, дается теория обработки и упрочнения металлов взрывом. [c.2]

Установившиеся колебания в виде со-волн в дисперсных смесях рассмотрены ниже в 2 гл. 4 и в 2 гл. 6. [c.308]

Согласно (4.2.14) в газовзвесях с малым массовым содержанием дисперсной фазы дефект фазовой скорости АС линейный коэффициент затухания и безразмерный коэффициент затухания а на длине волны пропорциональны массовому содержанию частиц р2. [c.325]

Разлет слоя дисперсных частиц под действием взрыва. Рассмотрим начальные и граничные условия сформулированной выше задачи (для системы уравнений (4.5.1)). В начальный момент времени f = О в качестве первого варианта принимались прямолинейный профиль скоростей и изоэнтропическое состояние газа за волной [c.357]

Как и в предыдущих вариантах, представленных в данном параграфе, в качестве газовой фазы рассматривался воздух с начальными условиями, соответствующими = МПа, То = = 293 К, но, в отличие от предыдущего, в качестве дисперсного вещества рассматривалась вода. Начальное давление на ударной волне во всех приведенных вариантах составляло Р/ = 2 МПа (число Маха ударной волны М/ = 4,17), а начальный размер области, охваченной взрывной волной, составлял х/ = 0,45 м, что соответствует энергии сферического точечного взрыва Ец = = 1,3 10 кг mV или взрыву 260 г гексогена. [c.358]

Рис. 4.5.7. Расчетные эпюры скоростей фаз при воздействии плоской (v = 1) взрывной волны на дисперсное облако, с самого начала находящееся за ударной волной, причем частицы имеют начальную скорость v a = 340 м/с. Условия те же, что и на рис. 4.5.6 (схема (6)). Штриховые линии показывают изменение скоростей частиц на передней и задней границах облака

Рис. 4.5.8. Распределение приведенной плотности дисперсной фазы (капель воды) при ее разгоне сферической (v = 3) взрывной волной в различные моменты времени t (мс), указанные цифрами на кривых. Условия те же, что и на рис. 4.5.6. Сплошные линии соответствуют случаю, когда облако капель а = = 30 мкм, р2о/рю = 1Д, L = 0,2 м) имеет начальную скорость гго = = 340 м/с и находится за фронтом волны (схема (Ь)). Штриховые ли-нин соответствуют случаю, когда такое же, но неподвижное (Уго = 0) облако капель в исходном состоянии находится перед фронтом ударной волны (схема (а))

Ось X направлена снизу вверх. Рассмотрим одномерное приближение для описания движения дисперсной смеси с малыми объемным и массовым содержаниями дисперсной фазы (см. (4.6.1)) внутри трубы. Пусть длина трубы настолько мала, что ударные волны, или разрывы, в течении не образуются, для чего необходимо выполнение следующего условия [c.366]

Уравнение (10-38) выражает локальную скорость звука в условиях сохранения термодинамического равновесия при прохождении звуковой волны, т. е. в идеальных условиях, когда в звуковой волне происходит бесконечно малая конденсация или испарение. Эти локальные малые процессы фазовых переходов, очевидно, требуют быстрого протекания теплообмена между фазами, что возможно только при высокой степени дисперсности и гомогенности потока. [c.274]

В условиях кольцевой структуры двухфазного потока на. поверхности жидкой пленки образуются мелко- и крупномасштабные, волны. Фазовая скорость крупномасштабных волн больше средней скорости течения жидкости в пленке. Под влиянием потока пара капли жидкости срываются с гребней крупномасштабных волн и уносятся в ядро потока. Это так называемый механический (или динамический) унос. Как показано в гл. 1, при заданных свойствах жидкой и паровой (газовой) фаз, геометрии канала и плотности орошения началу срыва капель с поверхности пленки отвечает вполне определенное значение скорости пара (газа). По достижении этой скорости чисто кольцевая структура потока переходит в дисперсно-кольцевую. [c.231]

При выборе верхней границы диапазона длин волн излучения учитывалось, что уже при температуре 300°С в диапазоне /. = 0—10 мкм сосредоточено 75% излучения абсолютно черного тела [125]. Нижняя граница для d была принята с учетом дианазона размеров частиц, к которым в общем случае применима техника псевдоожижения [69]. Пределы изменения величины Ур соответствуют характерным для рассматриваемой дисперсной системы значениям порозности. Из неравенств (4.1) следует, что параметр рассеяния для частиц, составляющих дисперсную среду, больше 15 [125]. Вблизи от частицы будут справедливы законы геометрической оптики, а дифракционные возмущения, вносимые частицей в лучистый поток, будут накапливаться по мере удаления от нее. Расстояние, на кото- [c.132]

Весьма важно выяснить спектральную зависимость оптических свойств веществ, образующих дисперсную среду. Твердым материалам, обычно применяемым в технике псевдоожижения, свойственна слабая зависимость радиационных свойств от длины волны излучения [125]. Это позволяет при расчете 4HTaTjD поверхность частиц серой. Для газов, ожижающих дисперсный материал, характерна сильная селективность. Однако из-за малой оптической плотности она может сказаться лишь при значительной оптической толщине излучающего слоя газа. В псевдоожиженном слое средняя толщина газовых прослоек порядка диаметра частиц не более нескольких миллиметров), В этом случае можно не рассматривать излучение газа и считать его прозрачным [125]. [c.134]

Особенности концентрированной дисперсной среды и сделанные, исходя из них, оценки различных эффектов, возможных в процессе переноса излучения, позволяют сформулировать основные характеристики подобных систем. При расчете радиационных свойств дисперсного слоя его можно представить как ансамбль больших по сравнению с длиной волны сферических частиц с серой, диффузно отражающей и излучающей поверхна-стью, разделенных прозрачной средой. [c.134]

Пигменты с вглсоким коэффициентом преломления (л> 1,5) в лакокрасочной промышленности называют кроющими. Способность покрытия перекрывать подложку — делать ее невидимой — называют укрывистостью. Укрывистость пигментов зависит от степени их дисперсности и формы частиц. Однако дисперсность имеет предел, который зависит от длины волны излучения. [c.90]

Учет через силу Бассэ влияния иредьгсторпи движения на поведение дисперсных частиц сллыю осложняет решение задач волновой динамики газовзвесей. Облегчающим обстоятельством является то, что при больших числах Rei2 относительного обтекания частиц (например, в ударных волнах) преобладающее значение имеют нелинейные инерционные аффекты, в то время как влияние нестационарных ( наследственных ) эффектов в газовой фазе весьма мало. Поэтому при решении задач волновой динамики газовзвесей нестационарными эффектами силового и теплового взаимодействия фаз часто пренебрегают. Характерным примером задачи, где необходимо и, в обозримом виде, возможно учесть эти эффекты, является задача о распространении слабых монохроматических волн во взвесях. В этом случае искомые функции, в том числе и Vz представляются комплексными экспонентами координат и времени (подробнее см. ниже [c.157]

Дробление дисперсных включений кардинально влияет па процессы менЕфазного обмена в многофазных средах. От условий его реализации сильно зависят длины релаксационных зон уста-новленпя термодинамического равновесия между фазами, интенсивность выделения энергии в условиях горения взвешенного жидкого топлива, структура и распространение ударных и детонационных волн в газокапельных системах и т. п. [c.165]

Конвективные возмущения в дисперсной смеси несжимаемых фаз. Изучение устойчивости конвективных возмущений в общем случае, т. е. в случае ие только очень коротких к и длинных к ->-0) волн, представляется затруднительным. Учитывая, что в рассмотренных предельных случаях значения скоростей распространения конвективных воли и соответствующих коэффициентов затухания не зависят от скорости звука, исследуем влияние относительного движения фаз в исходном стационарном состоянии и влияние межфазной силы из-за присоединенных масс иа устойчивость конвективных возмущений и связанную с пей иегиперболичность системы (4.1.1) на примере более простой модели дисперсной среды с несжимаемыми фазами. [c.309]

Вывод о некорректности следует пз анализа поведения решений системы (4.1.1) или (4.1.22) для возмущений с длинами волн L = 2к/к, стремящимпся к нулю. По указанные системы уравнений правильно описывают поведение дисперсной смеси только тогда, когда характерные расстояния, рассматриваемые в [c.311]

Влияние полидисперсности взвеси. Рассмотренные выше за-впспмости волнового числа от частоты возмущения oi описывают дисперсию и затухание слабых монохроматических волн в монодиснерсных смесях, содержащих взвешенные каплп или частицы одного и того же размера. Однако реальные взвеси как естественного, так и искусственного происхождения, как правило, не являются монодисперсными, в них могут присутствовать частицы различных размеров. Дисперсный состав таких смесей характеризуется нормированной функцией распределения частиц по размерам N a), при этом [c.329]

В рассмотренных волнах умеренной ннтенсивности характерные числа Рейнольдса обтекания частнц газом достаточно велики и релаксационное время выравнивания скоростей фаз онре-деляется выражением (1.4.34). Тогда, учитывая, что характерная скорость движения дисперсных частиц в волне V2 Vo, а характерная скорость относительного движения фаз Ifi —Уг 1уо —Уе1, получим, что толщина ударной волны определяется релаксационной длиной [c.347]

Распределение скоростей фаз У , давления газа р п температуры дисперсной фазы Га в волне моиотонио скорости фаз относительно волны падают, а давление р и температура Га растут. При этом в сверхзвуковых по газу стационарных волнах (Do = —V > f) часть перепада скорости ve — Vo и давления Ре — Ро реализуется на скачке. [c.348]

Распределение температуры газа Ti и массы капель или их потока Ма может быть немонотонным, что более четко может проявиться в сверхзвуковых по газу волнах со скачком, если содержание коиденсированной фазы достаточно велико. Дело в том, что за скачком температура газа повышается, причем это повышение не зависит от содержания капель или частиц и может быть, что Tj>Te (см. рпс. 4.4.3, б). Далее, несмотря па продолжающееся сжатие газа в зоне релаксации, температура газа при замедлении этого сжатия будет падать из-за охлаждения его дисперсной фазой. [c.348]

Вибрационное движение частиц в плоской бегущей волне. Пусть дисперсная sie b занимает полупространство х О, сила тяжести направлена против осп х, и в плоскости х = 0 задана вибрация в виде колебаний давления с амплитудой Аро и частотой (о [c.371]

Лучистая теплопроводность дисперсной фазы. При рассмотрении задач лучистой теплопроводности требуется знание оптических свойств рассматриваемой среды, а имепио спектральных коэффициентов поглощения > (6н) и рассеяния (Ь ) среды в зависимости от длины волны излучения Ьв. [c.405]

Расчеты выявили более причудливые осцилляции давления газа в различных фракциях. При э ом пузырьки мелкой фракции (t = 2) лучше следят за дав ением в жидкости, а крупной (i = 4)— раскачиваются значите тьно сильнее, чем пузырьки средней фракции (i = 3) или пузы])ьки в соответствующей моно-дисперсной смеси. Если же сравни ь эпюры давлеиия смеси или жидкости (р Pi) в волне (а именно р и измеряется в опытах), то в плане сравнения с эксперим штом полидисперсность типа (6.4.33), когда размеры пузырьков разных фракций различаются примерно в 2—3 раза, слабо влияе г на эту эпюру. Это означает, что волны в таких полидисперсны к смесях можно описывать в рамках модели монодиоперсной сре ] ы. [c.85]

При дальнейшем увеличении збъемиой коицеитрацпи газовой фазы при 6g>0,6—0,8 реализуется пленочный или кольцевой режим течения, при котором жидкая фаза образует непрерывную пленку, текущую вдоль стенки канала, а паровая фаза — ядро потока. Из-за динамического взаимодействия газового ядра потока и жидкой пленки на поверхности последней образуются волны, с гребней которых могут срываться капли и уноситься в ядро потока. В этом случае реализуется дисперсно-пленочный режим, который в литературе называется оиснерсно-кольцевым режимом. [c.170]

Ри Х 7.1,5. Влнянпе расходного паросо-дв] икания на средние фазовые скорости гр(бней (Ссг), впадин ( th) н среднюю скс рость волн С-аг) на поверхности пристенной пленки в пароводяном дисперсно-кольцевом xg > 0,08) потоке. Условия те же, что п на рис. 7.1.3 [c.181]

Рис. 8.1.2. Схемы распада произвольного разрыва концентраций фаз (заданные штриховыми линиями, определяющими 20(2) при t = 0) и образования кинематических (безынерционных) волн центрированных волн и скачков) для случая всплывающих дисперсных 1астиц или пузырьков (Рг < Рц Шд>0). Для случая осаждающихся частяц или капель (шо < 0) реализуются аналогичные схемы с противоположным движением волн и фаз

F). Наклон прямолинейной траектории этого скачка (линия OS) к оси t согласно (8,1. Ю) пропорционален углу и определяется скоростью скачка, равной С агр). Остальные характеристики, идущие вниз и образующие центрированную волну FMO, на которой г уменьшаетзя от агр до а м, идут с меньшей скоростью, нежели скорост), скачка. Отметим, что скачок A F на рис, 8.1.2, в является скачком разрежения для дисперсной фазы и одновремен1[о скачком уплотнения для несущей. [c.302]

Для тяжелых дисперсных чаотиц, оседающих вниз (и о<0), реализуются те же схемы, но противоположным движением волн и фаз, так что сохраняемся ориентация этих движений относительно направления скорости Wa. На рис. 8.1.3 проиллюстрирован процесс осаждения облака тяжелых частиц конечной высоты, из-за чего течение в г.елом не будет автомодельным. Использованы безразмерные независимые переменные [c.302]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...