Всплытие

Кремний структурно не обнаруживается, так как полностью растворим в феррите, кроме той части кремния, которая в виде окиси кремния не успела всплыть в шлак и осталась в металле в виде силикатных включений. [c.183]

В жидких металлах и сплавах растворимость газов с увеличением температуры повышается. При избыточном содержании газов они выделяются из расплава в виде газовых пузырей, которые могут всплыть на поверхность или остаться в отливке, образуя газовые раковины, пористость или неметаллические включения, снижающие механические свойства и герметичность отливок. При заливке расплавленного металла движущийся расплав может захватывать воздух в литниковой системе, засасывать его через газопроницаемые стенки каналов литниковой системы. Кроме того, газы могут проникать в металл из формы при испарении влаги, находящейся в формовочной смеси, при химических реакциях иа поверхности металл— форма и т. д. [c.127]

Указание. Затопление сосуда будет происходить при переменном напоре истечения через отверстие до момента всплытия бруса, а затем — при постоянном напоре истечения. [c.324]

Как указывалось выше, при жидкостной смазке поверхности цапфы и подшипника разделены устойчивым масляны.м слоем. Поэтому цапфа и вкладыш практически не изнашиваются. Это самый благоприятный режим работы подшипников скольжения. Для создания жидкостной смазки необходимо, чтобы в масляном слое возникало избыточное давление или от вращения вала (гидродинамическое), или от насоса (гидростатическое). Чаще применяют подшипники с гидродинамической смазкой (рис. 3.151), сущность которой в следующем. Вал при своем вращении увлекает масло в клиновый зазор 3 между цапфой 2 и вкладышем 1 и создает избыточное гидродинамическое давление (см, эпюру давлений в масляном слое), обеспечивающее всплытие цапфы. [c.414]

Процесс кипения, как это уже отмечалось в гл. 5, состоит в образовании на поверхности нагрева зародышевых пузырьков пара, росте этих пузырьков до предельного размера, отрыве их от поверхности нагреву и всплытий [c.464]

Условие Re 1 означает, что силы инерции несущественны в сравнении с силами вязкости, т.е. нелинейные относительно скорости члены уравнения Навье—Стокса могут быть опущены. При малых характерных скоростях движения жидкость (газ) всегда может рассматриваться как несжимаемая, а время наступления стационарного состояния, как правило, мало в сравнении с другими характерными временами процесса (например, в сравнении со временем гравитационного всплытия или осаждения дисперсной частицы в слое жидкости). Поэтому при Re 1 практический интерес представляет прежде всего стационарное течение. Таким образом, уравнение /-проекции импульса (1.4г) для рассматриваемого класса течений записывается как [c.191]

Использование аппарата теории подобия позволяет провести общую классификацию характерных случаев поведения газовых пузырей в жидкости, а порой определить и структуру расчетного соотношения для скорости всплытия. Различные числа (критерии) подобия удобно представлять как меру отношения некоторых сил, действующих в объемах соприкасающихся фаз и на границах раздела. Условимся относить эти силы к единице площади. Тогда, используя, например, уравнение сохранения импульса (1.4г), можно получить следующие оценки силы инерции [c.202]

Видим, что фактически, это Ка — число, впервые введенное П.Л. Капицей при анализе гравитационных пленок. Используя это число, все имеющиеся опытные данные по скоростям всплытия газовых пузырьков можно представить в виде зависимости [c.204]

Рис. 5.6. Опытные кривые зависимости скорости всплытия воздушных пузырьков в дистиллированной воде (кривая а) и в минеральном масле (кривая б) (кривая в — по формуле (5.33))

Поскольку характерный линейный размер в рассматриваемом случае есть радиус сферы (т.е. / = а), а характерная скорость — скорость всплытия (w = ), то можно записать [c.207]

Область 2 соответствует движению сферических пузырей при Re > 1. Сохранение сферической формы пузырька предполагает выполнение сильного неравенства We 1, однако практически можно считать пузырек приближенно сферическим до We < 1. При всплытии газовых пузырьков в воде область 2 простирается до Re = 300—400, т.е. до 0,6 мм. При движении газовых пузырьков в минеральном масле условию We 1 отвечает радиус = 1,4 мм, так что на кривой 17 (R ) для минерального масла область 2 охватывает весьма узкий диапазон размеров пузырьков. [c.207]

Левый столбец относится к маловязким жидкостям, правый — к вязким. Характерными особенностями движения пузырей при этих условиях являются пульсации их формы под действием сил поверхностного натяжения из-за переменной кривизны межфазной поверхности, существование значительной зоны отрыва потока в кормовой части поверхности пузыря и винтовая (или зигзагообразная) траектория их всплытия (см. рис. 5.7). В области 4 скорость всплытия почти не изменяется с изменением линейного размера пузыря. Этот экспериментальный факт послужил обоснованием приближенной эмпирической формулы, структура которой легко может быть получена с помощью анализа размерностей. Условие Re > 1 позволяет полагать, что скорость всплытия пузырей в области 4 определяется действием сил/ , / и/д, т.е. может быть описана некоторой функциональной зависимостью чисел Во и We. Вид этой зависимости можно найти из условия Ф f l). Записав, в частности, Во - We , мы избавимся от линейного размера в соотношении для скорости всплытия и получим [c.208]

Крупные пузыри довольно быстро приобретают в жидкости скорость своего стационарного подъемного движения, движение их в большинстве случаев устойчиво. В некоторых режимах у краев пузырей, где весьма велика кривизна поверхности раздела, образуются маленькие пузыри — спутники , а в очень вязких жидкостях иногда наблюдается по краям пузыря своеобразная газовая завеса — юбка , образующая цилиндрическую поверхность. Соображения теории подобия позволяют и здесь получить структуру выражения для скорости всплытия крупных пузырей. Для пузырей большого объема наряду с условием Re 1 справедливы неравенства Во 1 We 1. Это означает, что движение таких пузырей определяется взаимодействием сил инерции и сил тяжести, причем в условиях стационарного движения отношение этих сил должно быть постоянным. Таким образом, имеем [c.209]

Положив, что характерный линейный размер / равен эквивалентному радиусу пузыря, получим для скорости всплытия [c.209]

Строгое аналитическое решение для скорости всплытия газовых пузырьков было получено лишь для области I. Для пузырьков, соответствующих областям 2, i и 5, имеются достаточно надежные приближенные аналитические решения. Краткий анализ этих решений приводится ниже. [c.210]

Формула (5.23а) позволяет рассчитать скорость падения жидкой капли в газе или другой жидкости или скорость всплытия газового пузырька в жидкости. Для этого необходимо приравнять силу сопротивления силе Fg. В результате получим [c.214]

Для газового пузырька, всплывающего в жидкости, всегда имеет место нера венство ц ц, так что скорость всплытия может быть рассчитана по формуле [c.215]

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]

На рис. 5.10 показано сопоставление формулы (5.31) с опытными данными по всплытию воздушных пузырьков в маловязких жидкостях (значения безразмерного параметра 1/Ка лежат в пределах —11 —9 [c.217]

При достижении определенных размеров и скоростей всплытия газовые пузырьки деформируются, сплющиваясь в направлении движения. Фактическая форма пузырьков может быть достаточно сложной, но изучение фотографий, полученных в опытах, убеждает, что хорошей аппроксимацией для деформированных пузырьков может служить сплющенный сфероид (эллипсоид вращения) с отношением горизонтальной и вертикальной осей х = - > I. [c.218]

Формула (5.33) рекомендована Муром до We < 3,745, ибо при больших значениях We, как упоминалось выше, подъемное движение пузырей перестает быть устойчивым. Для области 4 (см. рис. 5.6), характеризуемой неустойчивым (с пульсациями) всплыванием пузырей, получение каких-либо теоретических решений не представляется возможным. Для оценки скорости всплытия в этой области можно использовать эмпирическую формулу (5.28). [c.220]

Результат, выражаемый формулой (5.35), был впервые получен еще в 1950 г. [3]. Однако при неизвестном значении угла 0q формула (5.35) не дает возможности связать скорость всплытия с объемом пузыря (или с эквивалентным радиусом R ). Для получения [c.222]

Нетрудно видеть, что полученное соотношение аналогично по структуре формуле (5.29) для скорости всплытия крупных газовых пузырьков, при обтекании которых также происходит отрыв потока. Однако абсолютные скорости падения капель обычно более чем на порядок величины превосходят скорости всплытия газовых пузырьков. Это обусловлено тем, что силы инерции, определяющие сопротивление движению тела при отрывном его обтекании, пропорцио- [c.226]

В действительности обе схемы отрыва идеализируют реальный процесс, поскольку всплытие пузырька начинается фактически сразу после его зарождения, как это следует из анализа рис. 6.14, а. По мере отхода пузырька от обогреваемой стенки уменьшается площадь его поверхности, соприкасающейся с тепловым пограничным слоем на стенке. В результате с увеличением объема пузырька уменьшаются энергетические ресурсы для его роста показатель степени п в зависимости вида (6.52) уменьшается в сравнении со значениями = 1/2 или = 3/4, определяемыми соответственно (6.41) и (6.44). Это особенно заметно для крупных пузырьков, время пребывания которых у обогреваемой стенки составляет 100—200 мс, что на порядок превышает типичное время роста паровых пузырьков при кипении воды и ряда других жидкостей при давлениях, близких к атмосферному. Такие крупные пузырьки перед отрывом практически перестают увеличивать свой объем (п = 0). Последний из кинокадров на рис. 6.10, б наглядно объясняет причину этого здесь поверхность пузырька практически не имеет контакта с перегретой жидкостью на обогреваемой стенке. Поскольку такое изме- [c.283]

Видимо, это и наблюдали в экспериментах на космической станции в условиях практической невесомости [53], когда отсутствуют привычные в земных условиях массовые силы, обеспечивающие всплытие пузырька в жидкости. Интересно, что оторвавшиеся пузырьки в этих экспериментах в случае насыщенной жидкости останавливались на некотором расстоянии от обогреваемой стенки, где образовывались большие скопления пара. [c.284]

При истинных объемных паросодержаниях ф = 0,3—0,7 и относительно низких скоростях смеси наблюдается снарядный режим течения (рис. 7.7, в) характеризующийся тем, что поперечный размер парового объема соизмерим с диаметром канала D = 0,7—Q,9d). Во многих экспериментах наблюдали через прозрачную стенку трубы весьма красивую картину следования паровых снарядов одного за другим (рис. 7.8, а). Головная часть снарядов имеет правильную, почти сферическую форму, что послужило основанием для названия режима и позволяет строить теорию их всплытия в трубе [3]. [c.300]

Анализ гл. 5 позволяет утверждать, что значительное скольжение фаз должно наблюдаться у достаточно крупных пузырьков, поскольку абсолютные значения скорости гравитационного всплытия мелких сферических пузырьков малы в сравнении с характерными скоростями течения жидкости в технических устройствах. Исходя из этой посылки, в [18] рассмотрена кинематическая схема скольжения фаз, упрощенный вариант которой представлен на рис. 7.13. В двухфазном потоке выбирается контрольная ячейка, содержащая один крупный паровой пузырек или паровой снаряд (рис. 7.13, <з) мелкие пузырьки, на долю которых приходится малая доля объемного паросодержания, не учитываются. В такой контрольной ячейке с площадью поперечного сечения s скорости жидкости и парового [c.312]

По физическому смыслу величина Aw связана со скоростью всплытия газовых пузырьков в спокойной жидкости. Действительно, если в канале с неподвижной жидкостью всплывает одиночный пузырек, то О, а w" = Aw = Woo В двухфазном потоке при наличии множества пузырей проявляется коллективный эффект взаимного увлечения пузырей. (Этот эффект количественно изучался на последовательно всплывающих одиночных пузырьках в [57] — см. гл. 5.) Таким образом, можно принять, что [c.314]

С этой точки зрения подход, использованный в [18], представляется физически более обоснованным. Скорость всплытия крупных пузырьков в условиях отсутствия влияния стенок канала (ко- [c.316]

Легко видеть, что эта формула по структуре аналогична (5.29) для скорости всплытия крупных паровых пузырьков в спокойной жидкости. Размер парового снаряда соизмерим с размером канала, что объясняет использование этого линейного размера в (7.21), а физические закономерности и методы анализа задач о всплытии паровых снарядов в каналах и паровых пузырьков в форме сферического сегмента в безграничной жидкости во многом совпадают. [c.316]

Высота всплытия оси вихря h возрастает при уменьшении чисел X и Fr настолько, что возможны такие их малые значения, при которых скобка в знаменателе формулы (VI.2.15) обращается в нуль, а диаметр вихревого шнура а — в бесконечность. В этом случае формула (VI.2.9) неприменима. Кроме того, когда диаметры вихревых трубок становятся соизмеримыми с расстоянием между ними, трубки взаимодействуют и деформируются. Поэтому формула (VI.2.9) рекомендуется для значений а Ь/2. В случае невыполнения этого условия, т. е. при использовании формул в большем диапазоне значений а, необходимо вводить поправочный коэффициент Pi, учитывающий деформацию сечений [72]. [c.222]

Формула (2. 3. 16) носит название формулы Адамара — Рыбчин-ского. В пределе к со соотношение (2. 3. 16) определяет скорость установившегося движения твердой частицы, а в пределе к —у О — скорость свободного всплытия газового пузырька в жидкости [c.25]

Член U fS- jh при переходе к аределу формально стремится к нулю. Однако существует "естественный" минимальный размер, оря котором остается допустимым предположение о непрерывном тарак-тере изменения температуры. Это расстояние между двумя последовательно оторвавшимися пузырьками. Его можно выразить через частоту образования пузырей i (ее можно определить по номограммам или эмпирическим зависимостям) и скорость всплытия Up [c.80]

Плавучий железобетонный тоннель с наружным диаметром D = 10 м и толщиной стенок б = 0,4 м удерл<ивается от всплытия тросами, расположенными попарно через каждые 25 м длины тоннеля (рис. 1.49). Определить а) натяжение тросов, если вес 1 м дополнительной нагрузки по длине q = 9,81 кН, плотность бето-Рис. 1.49 на рб = 2450 кг/м и угол а = 60° б) как [c.32]

Наиболее полное опытное исследование закономерностей всплытия газовых пузырьков в различных жидкостях выполнили Хаберман и Мортон [57]. На рис. 5.6 представлены заимствованные из этой работы зависимости скорости всплытия (U a) воздушных пузырьков в воде ([х = 1 кг/(м с)) и минеральном масле [c.205]

Формула (5.28) приближенно согласуется с опытными результатами при onst 1,4—1,8. (При этом для скорости всплытия газовых пузырьков в воде получим диапазон 0,24—0,32 м/с.) [c.208]

Естественно все сказанное выше о равенстве давления пара в пузырьке и давления жидкости во всех точках его поверхности остается в силе (с точностью до ничтожного для рассматриваемых крупных пузырей лапласовского скачка давлений). Однако само это давление превышает гидростатическое давление жидкости на той же глубине, но вдали от растушего пузырька. Так как скорость роста парового пузырька на стенке, определяемая для различных диапазонов числа Якоба формулами (6.41) или (6.44), уменьшается во времени, то уменьшается и избыточное давление в жидкости, вызываемое расширением пузырька можно ожидать, что пузырек начнет отходить от стенки, когда скорость его роста сравняется с установившейся скоростью всплытия пузыря в спокойной жидкости, Uao- Действительно, при стационарном всплытии крупных пузырей давление жидкости на поверхности пузыря одинаково (см. п. 5.6.3), причем в лобовой точке оно выше, чем на той же глубине далеко в стороне от всплывающего пузыря. Если скорость роста парового пузыря на стенке снижается до, то достигаются те же условия, какие существуют при стационарном всплытии пузыря, когда его форма и скорость всплытия не зависят от глубины (если, конечно, давление столба жидкости много меньше давления над уровнем жидкости). [c.277]

Приведенные рассуждения справедливы только для крупных пузырьков (зона 5 на рис. 5.6), так как только здесь ничтожны эффекты поверхностного натяжения. В достаточно широкой по диапазону размеров пузырей зоне 4 поверхностное натяжение сильно влияет на форму и характер всплытия пузыря, причем, как говорилось в п. 5.4.2, процесс всплыгия в строгом смысле слова здесь не является стационарным, так как форма пузыря и скорость подъемного движения претерпевают пульсации. Следовательно, условие (6.48) относится к случаю, когда величина Uao определяется формулой (5.39), а закон роста — формулой (6.44). [c.278]

Анализ кинограмм роста паровых пузырей при вакуумном кипении (типа изображенной на рис. 6.10, б) позволяет приближенно заменить реальную картину схемой рис. 6.14, б, согласно которой пузырек растет, меняя свою форму от полусферической на начальной стадии до идеальной сферической в момент отрыва. Тогда анализ, проведенный для всплытия в объеме жидкости расщиряющейся сферической полости, можно использовать для нахождения условия отрыва парового пузырька от твердой поверхности. При этом условие отрыва принимает простой вид h = Rq, т.е. радиус пузырька в момент отрыва выражается соотнощением [c.282]

Профили скорости газа в укаганных режимах почти подобны профилям для жидкости и отли тются па величину, близкую к скорости всплытия пузырьков данного размера в покоящейся [c.176]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...