Параметры пузырька

Итак, в зависимости от соотношения параметров пузырьков и входного сигнала характер нелинейной эволюции волны может быть существенно различным. Сейчас в этой области накоплен значительный экспериментальный материал правда, больше всего изучалось формирование сильных ударных фронтов. Расстояние до формирования ударной волны при этом оказалось много меньше, чем в чистой воде. [c.163]

Согласно формуле (III. 16), сопротивление зависит не только от геометрических параметров слоя I и S и параметров пузырьков R, п, а, V, но и от молекулярных свойств граничной жидкости а и 0. [c.136]

Уравнения механики сплошной среды представляют осредненные уравнения, и их можно получить с помощью последовательного осреднения уравнений, описывающих процессы в микромасштабе. Применительно к гетерогенным смесям под пространственным микромасштабом следует понимать расстояния, по порядку рапные характерным размерам неоднородностей или включений (диаметрам капель, частиц, пузырьков, пор, толщинам пленок и т. д.), а под временным микромасштабом — времена, по порядку равные характерным временам изменения параметров движения этих включений. [c.52]

Совместное радиальное и поступательное движение. Рассмотрим движение и осредненные параметры в ячейке, когда одновременно имеет место как поступательное (со скоростью —Oi), так и радиальное (определяемое радиальной скоростью на поверхности дисперсной частицы) движение сферической дисперсной частицы. В случае, когда последняя есть капля жидкости или пузырек газа (а именно для пузырька совместное поступательное и радиальное движение является наиболее характерным и существенным), поступательное движение относительно несущей фазы и ряд других аффектов приводят к нарушению сферической формы дисперсной частицы. Тем не менее в ряде случаев с каплями или пузырьками можно пренебречь указанной несферичностью (что будет обсуждено в 3 гл. 5) и использовать рассмотренную ниже схематизацию движения в ячейке. [c.126]

На рис. 5.6.3 для случая о = ОД Ро = 1 бар и трех интенсивностей разрежения ре = 0,1, 0,2, 0,3 бар) приведены полученные зависимости радиуса, среднемассовой температуры пузырька и параметра Nu от времени на стадии расширения. Интересно отметить, что при расширении пузырька средняя температура газа сначала понижается, а затем начинает расти до температуры жидкости, т. е. непрерывно улучшающийся теплообмен с избытком компенсирует понижение температуры газа, вызванное его расширением. Влияние теплообмена усиливается из-за непрерывного увеличения поверхности пузырька и убывания скорости расширения. [c.283]

Исходя из уравнений (5.7.1), рассмотрим процессы в пузырьках и около пузырьков при малых отклонениях параметров от равновесия, или, если ввести безразмерные возмущения А, Pg, jP и 9, [c.295]

При этом в случае парового пузырька нужно учитывать условие фазового равновесия или насыщения в исходном состоянии (параметры, соответствующие этому состоянию, снабжены индексом О внизу) [c.295]

Здесь введены фиксированные безразмерные параметры, определяемые физическими свойствами фаз и размером пузырька a - [c.299]

Таким образом, все многообразие решений о пульсациях парового пузырька определяется набором указанных девяти независимых параметров вместе с параметром у. Тот факт, что этих независимых параметров девять, показывает большое разнообразие возможных режимов и богатство этой, казалось бы, простой задачи. Для случая пузырька с инертным газом, когда отсутствуют фазовые переходы (сро = 0), решение определяется параметром 7 и первыми шестью параметрами (5.8Л0). Если учесть, что при не очень сильных возмуш ениях при отсутствии фазовых переходов внешняя задача (в жидкости) становится несуш ественной из-за [c.299]

С 1, 1, то для пузырька с инертным газом процесс определяется четырьмя независимыми параметрами (y, do, Sq, mo), что также достаточно много. [c.299]

На основе линейной задачи (5.8.8), (5.8.9) рассмотрим гармонические колебания одиночного пузырька в безграничной жидкости, когда радиус пузырька и другие параметры изменяются во времени как действительные части выражений [c.299]

Вынужденные колебания. Рассмотрим установившиеся малые колебания пузырьков в акустическом поле, когда давление вдали от пузырька, а вместе с ним и остальные параметры совершают синусоидальные колебания (в обш,ем случае со сдвигом фаз между собой), т. е. когда в (5.8.11) и (5.8.14) следует положить [c.304]

Рост парового пузырька при вынужденных колебаниях в акустическом поле. Только что рассматривались установившиеся пульсации пузырька, когда параметры совершают гармонические колебания [c.307]

Характер зависимости между параметрами обтекания пузырька жидкостью и формой его поверхности накладывает определенные ограничения на число наиболее вероятных форм поверхности одиночного пузырька. Последние можно условно разделить на три группы [5]. [c.16]

Интегрирование в (2. 8. 14) проводилось при помощи метода Симпсона, число точек разбиения было выбрано равное 100 [25]. На рис. 24 зависимость св (Ие), рассчитанная по формуле (2. 8. 14), показана для различных значений параметра д. Величина вязкого коэффициента сопротивления растет с ростом загрязненности поверхности пузырька (с ростом д). [c.75]

Из соотношений (3. 3. 43), (3. 3. 44), т. е. в тех случаях, когда поверхностной диффузией можно пренебречь, следует, что величина коэффициента запаздывания у уменьшается с ростом радпуса пузырьков. В случае если поверхностная диффузия ПАВ преобладает над остальными механизмами переноса ПАВ, рост радпуса пузырьков Д влечет за собой рост у (см. (3. 3. 45)). В пределе Д —> со, у —> со уменьшаются циркуляции внутри газовых пузырьков и их совокупность ведет себя как совокупность твердых частиц. На рис. 35 показана зависимость средней скорости движения пузырьков от газосодержания для различных значений параметра к (3. 3. 32). Средняя скорость свободного подъема пузырьков для данного значения к уменьшается с ростом ос, поскольку с ростом газосодержания увеличивается взаимное влияние пузырьков (см. разд. 3.1). Очевидно, что это уравнение (3. 3. 36) справедливо лишь для с. <Л V 2/6, поскольку это значение соответствует системе плотноупакованных сферических частиц. [c.110]

Перейдем к постановке и решению задачи. Будем предполагать, что пузырек газа сильно деформирован потоком жидкости так, что длина пузырька, равная 2В, делается много больше его толщины. Введем малый параметр 8 1 такой, что толщина пузырька имеет [c.123]

Следует ожидать, что диссипация энергии жидкости зависит не только от физико-химических свойств жидкости, но и от геометрии объема, занимаемого газожидкостной системой. Будем предполагать, что процесс дробления пузырьков газа происходит в трубе длиной Ь и площадью поперечного сечения И. В соответствии с [50] будем считать, что среднее значение диссипации энергии е зависит только от макроскопических параметров системы [c.136]

Выберем систему координат так, чтобы направление оси 2 было противоположно направлению ускорения силы тяжести g. Введем малый параметр е=дЛ/Д, характеризующий относительный размер пузырьков. Тогда уравнения (4. 5. 1) с точностью до членов порядка вис учетом инерционных членов в полярной системе координат примут вид [c.150]

Если размеры пузырьков удовлетворяют неравенству аН/Н 8ц, то коалесценции не происходит. На рис. 53 показаны траектории относительного движения пузырьков 8 (0) для двух значений параметра т. Соответствующие этим двум траекториям значения ф равны 0.15 и 0.03. Используя определение прицельного параметра I (см. (4. 5. 6)) и полученное выше ограничение на ф (4. 5. 24), определим сечение коалесценции пузырьков газа [c.154]

Напомним, что в нулевом порядке по обоим параметрам 8 и >. нетривиальное решение уравнения для распределения концентрации целевого компонента существовало лишь при условии т=1=0. Из этого факта следует, что решения уравнений (6. 8. 48)— (6. 8. 50), полученные в нулевом по 8 и в /с-ом по порядке, которые удовлетворяют граничным условиям на поверхности пузырька газа, будут тривиальными [c.284]

Рассмотрим теперь вопрос о влиянии ПАВ на массоперенос целевого компонента к поверхности газовых пузырьков в условиях стесненного обтекания. Напомним, -что параметр к, входящий в правую часть ( 7. 1. 13) определяется при помощи соотношения (3. 3. 32) [c.298]

Из соотношения (7. 1. 14) видно, что даже незначительное изменение концентрации ПАВ на поверхности пузырька может привести к существенному увеличению параметра к вплоть до значений /с -> оо, характерных для твердых частиц. Это в свою очередь приведет к изменению характера зависимости ЗЬ (Ре). Поэтому в каждом конкретном случае необходимо оценивать величину параметра т по сравнению с вязкостями р. и р . [c.298]

Сложность процесса теплоотдачи при кипении, статистический характер основных параметров, определяющих процесс кипения (число действующих центров парообразования, частота отрыва пузырьков, диаметр пузырька в момент отрыва ), позволяют описать си- [c.408]

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]

На рис. 6.8 показаны значения температур и давлений в перегретой жидкости и паре в некоторый произвольный момент роста пузырька в условиях одновременного влияния энергетических и инерционных эффектов. Вдали от пузырька ( на бесконечности ) жидкость существенно перегрета по отношению к температуре насыш,е-ния при актуальном давлении жидкости р . Однако в условиях больших чисел Якоба этот перегрев оо Т (роо), используемый как параметр в энергетической схеме роста, выступает лишь как предельная расчетная величина, не достигаемая при экспериментальном исследовании процесса. Действительный перегрев ДГ, = Гоо - Т", который следует теперь использовать в граничных условиях для уравнения энергии (6.25), всегда меньше А.Т . Температура Т" и давление р" в пузырьке связаны как параметры на линии насыщения (кривая 1 на рис. 6.8). Эти параметры, в отличие от тех, что принимаются в предельных схемах роста, непрерывно изменяются (уменьшаются) по мере увеличения объема пузырька. Давление пара р" всегда меньше, чем его предельное расчетное значение р (Тао), но на начальной стадии роста пузырька (практически при г < 1 мс для условий Ja > 500) это различие еще не слишком велико, тогда как на этой стадии АГ, АТ . Это означает, что ранняя стадия роста пузырька управляется главным образом динамически- [c.258]

Рис. 6.8. Параметры перегретой жидкости и пара в растущем пузырьке

Здесь a — радиус межфазной границы (поверхности частицы, каили или пузырька) индекс а внизу соответствует параметрам на межфазной границе г = а- г,, — радиус рассматриваемой области или ячейки (rj, = 00 соответствует дисперсной частице в бесконечной среде), причем rgj, = Г ,, Г)ь = О, Wi = О соответствует капле или твердой частице, в которых отсутствует движение Tgb = О, г б = Г5 соответствует пузырьку, когда необходимо привлечь уравнение радиального движения жидкости типа уравнения Рэлея—Ламба, которое для случая г ь = Гь = оо имеет вид (см. (3.3.32)) [c.268]

На основе уравпении (5.6.1) — (5.6.3) численно рассматривалась 127а] задача о радиальных пульсациях пузырька воздуха в воде, возникших в результате мгновенного при i = О повышения или понижения давления в жидкости вдали от пузырька с Ро л,о Ре, что, в частности, соответствует поведению газовых пузырьков в начале пузырьковой завесы прп входе в нее ударной волны и.ли волны разрежения. Теплофнзпческие параметры принимались в соответствии с (5.1.16), (5.1.18). Далее используется безразмерное время [c.280]

Теплообмен газового пузырька при малых радиальных пульсациях, ускоряющемся сжатии и расгапренпи. Для анализа возможных законов, определяющих осредненную интенсивность меж-фазного теплообмена через осредненные параметры фаз и их теплофизические характеристики, рассмотрим формулы, следующие из линейного решения (5.8.14), для безразмерного теплового потока в пузырек, определяемого числом Нуссельта, для двух характерных режимов радиального движения пузырька с инертным газом (фо = 0) колебательного (Я iQ) и режима, ускоряющегося по экспоненте сжатия пли расширения Н = Е О, где Е определяет показатель е в (5.6.10)). Эти два режи.ма являются характерными, например, при распространении ударных волн в пузырьковой среде ускоряющееся сжатие — на переднем фронте волны, колебательный — в конце достаточно сильной волны. [c.310]

Примерно в течение 20 с основная доля подаваемой жидкости поступает на заполнение объема сжимаемого воздушного пузырька. Расход охладителя через образец резко падает, температура возрастает во всех его точках, в том числе и на внутрашей поверхности, где она значительно превышает температуру насыщения е°. Охладитель закипает до входа в образец с образованием паровой прослойки. При этом на расстоянии 3 мм до входа температура его выше Г - пар перегрет даже здесь. Важно отметить, что в этот момент резко возрастает и давление перед стенкой в результате испарения жидкости до входа в нее. После сжатия воздушного пузырька весь подаваемый в стенд охладитель поступает к образцу и постепенно вдавливает в него паровую прослойку. Примерно через 12 мин все параметры системы возвращаются в исходное состояние и больше колебаний не наблюдается. После этого отрезок линии со сжатым воздушным пузырьком отключается от стенда. [c.151]

Т, р представляет собой объе.м газового пузырька, начиная с которого тепловая коалесценция становится малоэффективной по сравнению с гравитационной. Ниже величина этого параметра будет определена. [c.169]

Напо.чним, что в критерий Пекле для сплошной фазы входят следующие параметры и — скорость набегающего потока в системе координат, связанной с пузырьком газа В — коэффициент молекулярной диффузии целевого компонента в жидкости В — радиус пузырька. [c.244]

На рис. 82 показана зависимость Sh (т) для различнйх значений параметра W, рассчитанная при помощи соотношения (6. 7. 30). Величина интеграла / (х) была определена путем численного интегрирования по методу Гаусса [97]. Из рис. 82 видно, что при X XI значение потока целевого компонента на межфазной поверхности стремится к квазистационарному для всех значений параметра W. Влияние конвективной диффузии на величину потока становится заметным лишь после достаточного времени контакта между жидкостью и газовым пузырьком. При этом величина вклада конвективной диффузии в массоперенос зависит от значения W. [c.276]

Величину (О / о в соотношении (б. 10. 4) можно рассматривать как параметр, определяющий вклад межфазного массопере-носа в общее течение жидкости. На рис. 84 показаны некоторые линии тока ф (6. 9. 4) для различных значений величины Отметим, что, как следует из рис. 84, линия тока ф/(7 Цо)=0 отделяется от линии поверхности пузырька. При этом точка отрыва потока жидкости от поверхности пузырька смещается в сторону точки набегания потока при увеличении параметра т. е. с ростом межфазного потока целевого компонента (ср. рис, 84, а и б). [c.293]

Динамические характеристики одиночных частиц (твердых частиц, жидких капель или пузырьков газа) уже достаточно подробно исследованы, как правило, с помощью методов механики одиночной частицы [138, 243, 283]. За исключением отдельных случаев, приложение динамики одиночных частиц к системам, состоящим из множества частиц, не приводило к успешным резуль-татад . Однако качественная аналогия с молекулярно-кинетической теорией и свободномолекулярным течением оказалась очень полезной при определении соответствующих параметров взаимодействия частиц между собой и частиц с границей [588]. [c.16]

Если давление насыщенных паров Р в кавитационных пузырьках меньше давления P низконапорной среды, то под действием разности этих давлений происходит схлопывание - коллапс пузырьков и каверн кавитационной области. Под действием давления Р,. низконапорная среда занимает объем этих кавитационных пузырьков и каверн. Низконапорная среда, проникая из окружающего пространства в потенциальное ядро струи, состояпще из высоконапорной кавитирующей жидкости, образует вместе с последней турбулентный пограничный слой струйного течения. Таким образом, данное струйное течение состоит из потенциального ядра кавитирующей жидкости и турбулентного пограничного слоя, содержащего смесь низконапорной и высоконапорной сред. После полного замещения низконапорной средой паровой фазы в пузырьках и кавернах кавитационного потенциального ядра струйное течение, начиная от сечения 0-0 (см. рис. 5.1, б), приобретает структуру свободной турбулентной струи, параметры которой за сечением 0-0 рассчитываются по методу в гл. 4, а процесс эжекции низконапорной среды кавиз ирующей жидкость описывается следуюпщй системой уравнений, в которую входят уравнения [c.148]

Приближенное решение этой задачи, основывающееся на соображениях размерности, следующее. Так как при внезапном изменении давления жидкости влияние сил поверхностного натяжения, вязкости и давления пара в пузырьке не существенно, то врегля т должно зависеть от Ар, р и, конечно, от а. Из этих трех параметров может быть составлена лишь одна комбинация [c.466]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...