Число для шара

ОЯ ОЛ 0.6 0,8 КО /,2. /А /,6 /,д 2,0 2,2- 2А 2,6 2,8. 3,0 Рис. 5-47. Изменения положения линий минимума давления и отрыва в зависимости от числа для шара. Изменение давления в кормовой части шара в зависимости от (опыты автора). [c.295]

Динами чески й формфактор кф в переходной области увеличивается с ростом Rei, что указывает на более значительную зависимость С/ от числа Rer для неправильных частиц, чем для шара. Это различие проявляется тем значительнее, чем больше /. [c.49]

Эти значения меньше предельного числа Нуссельта для шара (NuM,m = 2), т. е. они согласуются с неравенством (5-10). Такой специфический результат можно объяснить тем, что по мере увеличения f мы все больше приближаемся к пластинчатой форме частицы, для которой Nu <2. [c.154]

На рис. 34 и 35 приведен экспериментально найденный график зависимости коэффициента сопротивления от числа Рейнольдса R — Vd/v для шара диаметра d (на рис. 34 — в логарифмическом, а на рис. 35 — в обыкновенном масштабе). При самых малых R (R <С 1) коэффициент сопротивления падает по закону С = 24/R (формула Стокса). Падение С продолжается затем более медленно вплоть до R л 5-10 , где С достигает минимума, вслед за чем несколько повышается. В области чисел Рейнольдса 2-10 — 2-10 имеет место закон (45,2), т. е. С практически остается постоянным. При R 2 3-10 наступает кризис со- противления, причем коэффициент сопротивления падает примерно в 4—5 раз. [c.257]

Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что сжимаемость оказывает в общем стабилизующее влияние на движение в ламинарном пограничном слое. При возрастании числа М увеличивается критическое значение R, при котором происходит турбулизация пограничного слоя. В связи с этим отодвигается также и наступление кризиса сопротивления. Так, для шара при изменении М от 0,3 до 0,7 кризис сопротивления отодвигается примерно от R 4-10 до 8-10 . [c.257]

При возрастании числа Re характер зависимости (Re) меняется для шара в диапазоне Re=10 . .. 3,5-10 , а для цилиндра в диапазоне Re=10. ..10 значения остаются приблизительно постоянными при дальнейшем увеличении Re коэффициент сначала резко уменьшается, а затем постепенно возрастает. Этот скачок называют кризисом сопротивления. Причина его заключается в следующем. При докризисном обтекании ламинарный пограничный слой отрывается в некоторой точке, положение которой не изменяется в широком диапазоне чисел Re. При этом турбулизация потока происходит вне тела в оторвавшемся лами- [c.397]

Зависимость от числа Re для шара показана на рис. Х.1. Из рисунка видно, что число Re существенно влияет на коэффициент сопротивления шара. Аналогичные кривые будут иметь место и для других плохо обтекаемых тел. Число Re, при котором происходит резкое падение сопротивления, называется критическим числом Рейнольдса и обозначается Re p. [c.231]

На рис. V.17 приведены зависимости коэффициента сопротивления шара и конуса от числа кавитации. Экспериментальные и расчетные зависимости для шара, полученные по формулам (V.3.13) и (V.3.14) также удовлетворительно согласуются. [c.210]

Для капельных жидкостей при р,//(1и, = 0,6- -1,5 физические параметры выбирают при Ц, а число Num умножают на (Рг /РГи,) - . При Ка -< 10- , когда тепло распространяется лишь теплопроводностью, сказывается форма тела для плоской пластины и цилиндра Кп = 0,5 для шара N0 = 2. [c.71]

При малых числах Маха несущую фазу можно считать несжимаемой и проследить влияние числа Рейнольдса на характер обтекания поперечно установленного в потоке цилиндра и коэффициенты сопротивления С . Зависимости С (Re) для шара в двухфазном потоке (рис. 1.6) показывают, что значения и характер их изменения существенно отличаются при течениях однофазной, [c.16]

При числах Re < 2 для шара справедлив закон Стокса [c.322]

Значение коэффициента для шара в зависимости от числа Bi> [c.151]

Фиг. 5-21. Сопротивления плохообтекаемых тел. а — коэффициенты лобового сопротивления б — критические числа Рейнольдса для шара в — влияние числа (д на и для шара.

Re <3,5 10. В этом критическом диапазоне чисел Рейнольдса в пограничном слое начинается переход от ламинарного режима течения к турбулентному. Отрыв пограничного слоя возникает еще при ламинарном режиме течения, приблизительно в том же месте на лобовой стороне цилиндра, что и при меньших числах Re. За этим отрывом следуют смена режи.ма течения и второй, уже турбулентный ( пузырчатый ) отрыв на кормовой стороне цилиндра. Регулярность и определенность отрыва пограничного слоя меньше, чем при меньших и больших числах Рейнольдса. Донное давление резко повышается, а зона действия отрыва сужается ( =110- 120 ", рис. 10-3, г). В результате при Re 3=5-10 происходит указанное выше скачкообразное кризисное снижение лобового сопротивления цилиндра. Для шара такое кризисное сопротивление соответствует Re j=3 10 [c.472]

Время охлаждения двигателя автомобиля w после остановки определяется теплофизическими свойствами агрегата и условиями протекания процесса охлаждения на его поверхности. Однако теоретическое определение времени охлаждения двигателя затруднено, так как до сих пор не установлена зависимость коэффициента неравномерности распределения температуры в двигателе от условий охлаждения на его поверхности. Для определения характера зависимости коэффициента неравномерности распределения температуры у/ использовано дифференциальное уравнение теплопроводности для шара. Решение этого уравнения позволяет определить зависимость коэффициента неравномерности распределения температур двигателя от числа Bi и представить эту зависимость в виде адекватной модели [c.7]

На рис. 309 показана кривая зависимости коэффициента лобового сопротивления для шара от числа Re. Так как число Рейнольдса пропорционально скорости потока, то при небольших значениях этого числа, примерно до Re 100, сила сопротивления пропорциональна скорости потока. Далее наступает переходная область, после которой коэффициент лобового сопротивления остается почти постоянным, это значит, что сила сопротивления на этом участке пропорциональна квадрату скорости потока. Вблизи значения Re 1,5 Ю " коэффициент С резко изменяет свое значение и далее остается примерно постоянным. Величина силы сопротивления Fa для шара в зависимости от скорости пока- [c.382]

Отношение толщины этого слоя к характерной длине тела / (относительная толщина пограничного слоя) обратно пропорционально квадратному корню из числа Рейнольдса. Мы не даем вывода этой формулы, но считаем полезным иметь в виду зто простое соотношение. Например, для шара диаметром 10 см в потоке воздуха [c.391]

Согласно данным гл. 2 число Рейнольдса, соответствующее переходу к автомодельной области, у неправильных движущихся частиц с ростом f уменьшается по сравнению с Re для шара. Важио и то обстоятельство, что влияние f наиболее сильно проявляется в автомодельной области обтекания [ по зависимости (5-11) чем выше f, тем больше Nu по сравнению с Num]. [c.152]

Рассмотрим вопрос о теоретической зависимости для NUmhh- Минимальное значение числа Нуссельта для шара устанавливается из анализа кондуктивного теплоперено-са через газовую сферическую оболочку толщиной 0,5 X X D—dm). Согласно закону Фурье (заданы граничные условия первого рода лри r = 0,5D t = i при г = 0,5 ш i = U M = [c.154]

Теоретическое определение коэффициента Сд обычно затруднено и его значение часто находят экспериментально, испытывая тело (или его модель) в аэродинамической трубе. На рис. XIV.6 приведены экспериментальные данные о зависимости коэффициента сопротивления давления от числа Рейнольдса для цилиндра (кривая /), круглого диска (кривая 2) и шара (кривая 3). Здесь число Рейнольдса Re = Uoo l/v, где Ыоо — скорость набегающего потока, I — характерный линейный размер (например, для шара — его дигметр). С увеличением числа Рейнольдса значение коэффициента сопротивления давления [c.231]

Исследования в малоскоростной аэродинамической трубе обтекания затупленных тел, в частности шара, показали, что при числе Рейнольдса = РсоО/ ао = 3-10 его лобовое сопротивление резко уменьшается. Это объясняется тем, что при таком числе Рейнольдса пограничный слой из ламинарного переходит в турбулентный. Турбулизация же способствует усилению увлекающего действия внешнего потока и, как следствие, смещению точки отрыва вниз по течению. В результате подсасывающая зона становится более узкой. Значение Яеоо = 3 -10 и является для шара в данном [c.89]

Переход ламинарного течения в турбулентное зависит от начальной турбулентности. При этом ее повышение приводит к снижению критического числа Рейнольдса. Наибольшее значение этого числа, найденное для шара в свободном полете, при котором начальная турбулентность принимается равной нулю, определяется величиной Reкp = 4-10 . В то же время по экспериментам в аэродинамической трубе с начальной турбулентностью [c.90]

Воспользуемся этими представлениями для получения удобных (в плане решения краевых задач) представлений частных решений задач теории упругости для шара и пространства с шаровой полостью. Применим для построения указанных гармонических функций метод разделения переменных. Зададим некоторое целое положительное число п. Тогда согласно изложенному в 10 гл. I следует, что ввиду осевой симметрии проекции вектора ф на оси координат х а у можног выбрать в виде [c.333]

На рис. 91 приведены значения коэффициента для шара (кривая 7), цилиндра (кривая 2) и круглой пластинки (кривая 3) в зависимости от числа Рейнольдса, полученные из опыта. Там же нанесены теоретические кривые для Сх = =/(R), полученные Стоксом (кривая 4) и Осееном (кривая 5) для случая движения шара в вязкой жидкости при относительно небольших значениях числа Рейнольдса (см. 41). [c.162]

На рис. 3-19 приведены кривые изменения температурь во времени на оси и в центре тел различной геометрической формы при одинаковом значении числа Bi. Из рис. 3-19 следует, что для шара скорость охлаждения больше, чем для любого другого тела. Следует помнпть, что все сказанное справедливо для тел с одинаковым характерным линейным размером /о- [c.100]

Показана возможность исследования термопластичных и термореактивных, в том числе армированных, пластмасс п,ри удельных давлениях от 2,5 до 300 Kzj M для плоских образцов и до 8000 кг/см для шаров из пластмасс при скоростях скольжения от 0,1 до 20 м1сек. Термо-статирование узла трения — циркуляцией теплоносителя (до 200° С). [c.88]

При а =--и 7 =--распределение Маркова приводит к гипергеометрическому распределению для числа появления событий. Приведенные здесь значения а и 7 означают в урно-вой схеме, что число прикладываемых шаров I = ap N = yN = = —1, т. е. вместо прикладывания один шар вынимается, а это как раз и происходит при бесповторной выборке, приводящей к гипергеометрическому распределению. [c.73]

Одна из первых попыток получить приближенную формулу для расчета числа Нуссельта при обтекании тел сложной формы была сделана О. Крише-ром и Г. Лоосом [Л.3-54]. Вместо обычных определяющих размеров вводится универсальный определяющий размер / —длина обтекания тела. Для шара и цилиндра (поперечное обтекание) / = 1/2я D, для ромба l = a- -b, где а и 6— стороны ромба для треугольной призмы/ =3/2/, где/—длина стороны призмы и т. д. Тогда можно воспользоваться обычной формулой [c.223]

В системе, имеющей огранич. размеры, часть нейтронов может покинуть среду. Обозначим долю нейтронов, вылетающих наружу, через (I—Р), тогда для продолжения реакции деления остаётся = нейтронов, и если то число делений растёт экспоненциально и реакция является саморазвивающейся. Т. к. число делений и, следовательно, число вторичных нейтронов в размножающей среде пропорц. её объёму, а их вылет пропорц. поверхности окружающей среды, то Я. ц. р. возможна только в среде достаточно больших размеров. Напр., для шара радиусом R отношение объёма к поверхности равно Л/3 и, следовательно, чем больше R, тем меньше утечка нейтронов. Если радиус размножающей среды становится достаточно большим, чтобы в системе протекала стационарная Я. ц. р., т. е. ЛГ,ф-1=0, то такую систему каз. критической (и её радиус—критическим). [c.672]

Для шара или цилиндра при его поперечном обтекании угол атакн вообще выпадает из числа определяющих параметров. Следовательно, = /(Re). График этой завн-снмостп приведен иа рис. 6.15 и подробно рассмотрен в гл. 6 при анализе кризиса сопротивления плохо обтекаемых тел. [c.202]

В 2.11 мы видели, что для сохранения подобия течений необходимо сохранение числа Кнудсена. Подобие может быть соблюдено при сохранении произведения числа частиц на сечение столкновения. Другими словами, рассматривая газ с небольшим числом больших шаров, мы моделируем движение газа с большим числом малых частиц. Однако уменьшение числа частиц не беспредельно. Во-первых, при уменьшении числа частиц увеличиваются флуктуации. Во-вторых, при сохранении произведения /W— onst и уменьшении числа частиц возрастает объем, занятый молекулами, и представляемый ими газ с некоторого момента уже нельзя считать идеальным. В-третьих, заменяя одной большой молекулой несколько малых молекул, мы фактически заменяем непрерывную функцию распределения ступенчатой. В частности, пропадают молекулы с очень большими скоростями. [c.230]

Как видно из приведенного графика, построенные по этому параметру результаты расчетов, полученных с помощью модельного уравнения и по теории первых столкновений для сфер, существенно расходятся ). Однако, как говорилось выше, такое сравиепие неправомерно, так как сравниваются результаты расчетов, выполненных не только двумя различными методами, но и для двух различных газов. Чтобы данные для шаров стали сопоставимы с результатами, полученными с помощью модельного уравнения, т. е. для максвелловских молекул, данные для шаров нужно построить по числу Кнудсена, измененному согласно формуле (8.1). С учетом указанных выше поправочных коэффициентов ее можно переписать в виде [c.417]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...