Шары Обтекание

Шар, обтекание—199 и д. Шероховатость трубы 510 и д. [c.624]

Обтекание шара. Средний по повер- ости коэффициент теплоотдачи от шара, обтекаемого потоком теплоносителя, можно рассчитать по формуле [c.84]

Внешняя модель — обтекание газом отдельных шаровых элементов, причем газ при своем течении ведет себя как единое целое. Скорость газа определяется по полному сечению без учета загромождения канала шаровыми элементами. В качестве геометрического параметра в критерии Nu и числе Re принимается диаметр элемента d. Гидродинамическое сопротивление зависит в этой схеме процесса только от взаимного расположения шаров в канале или сосуде. [c.39]

Шар, к которому по форме приближаются многие твердые компоненты потоков газовзвеси, является плохо обтекаемым телом. Безотрывное обтекание сохраняется лишь при невысоких числах Rex, а положение точки отрыва пограничного слоя от поверхности зависит от режима обтекания, т. е. от Ret- Соответственно меняется и закон сопротивления, который оценивается коэффициентом аэродинамического сопротивления Сш, учитывающим как силы трения, так и разность сил давления в лобовой и кормовой частях шара. [c.47]

Несомненный теоретический и практический интерес представляет интерполяционная формула, подобранная О. М. Тодесом и Р. Б. Розенбаум [Л. 261] для всего диапазона режимов свободного обтекания шара [c.47]

Учитывая эту формулу и зависимость (2-19), нетрудно получить выражение для при всех режимах обтекания шаров, основанное на решении [Л. 105] [c.59]

Проведенное обобщение и зависимости (5-28) — (5-29) позволяют проверить правильность выводов, сделанных выше на основе гидродинамической теории теплообмена. Согласно неравенству (5-10) теплообмен с движущейся частицей должен быть в ламинарной об ласти обтекания менее интенсивен, чем с неподвижным шариком. Как видно из рис. 5-7, этот вывод подтверждается при R t<30, так как аппроксимирующая линия идет ниже прямой для закрепленного шара, т. е. Nut< опытных данных выводам гидродинамической теории теплообмена для автомодельной и переходной областей (характер кривых на рис. 5-7 подтверждает неравенства (5-11) и (5-12)). [c.167]

Рис. 7-11. Схема обтекания шара потоком газовзвеси.

Наиболее существенное изменение поля скоростей турбулентного потока (а также соответственно коэффициента сопротивления) с изменением режима течения, т. е. числа Re, имеет место в тех елучаях, когда течение происходит с отрывом потока от твердой поверхности, а изменение Re вызывает соответствующее перемещение точки отрыва вдоль этой поверхности. Такое течение характерно, например, для отрывных диффузоров с углами расширения Tsi 15-i-45°, для колен с небольшими радиусами закругления / , но без направляющих лопаток, для отводов при среднем радиусе закругления Rk < (0>6 2) Ь, а также для обтекания шара, цилиндра и т. п. В перечисленных случаях автомодельная область наступает при Reg.jT 5- Ю Т [c.15]

Таким образом, течение с функцией тока (165.93) представляет обтекание поступательным потоком шара. Если радиус его обозначить а, то составляющие скорости течения определятся по формулам [c.272]

Решение. Сравнивая (11,1) с выражением для ср, полученным для обтекания шара в задаче 2 10, видим, что [c.54]

Таков, в частности, след за обтекаемым шаром. Отметим в этой связи, что полученные формулы (как и формула (21,16) ниже) находятся в согласии е распределением скоростей (20,24) при обтекании с очень малыми числами Рейнольдса в этом случае вся описанная картина отодвигается на очень большие расстояния г (/R (I — размеры тела) [c.107]

Рассмотрим вначале простейший случай обтекания равномерным потоком идеальной жидкости шарообразного тела (рис. 115). Не обладающая вязкостью идеальная жидкость должна скользить по поверхности шара, полностью обтекая его. Когда шар помещен в поток, то первоначально прямые линии тока вблизи шара окажутся изогнутыми симметрично относительно поверхности шара. В соответствии с уравнением Бернулли распределение давлений тоже будет симметричным, поэтому результирующая сил давления на поверхность шара равна нулю. Такой же результат получается и для тел другой формы. Поэтому и в обратной задаче тело, равномерно движущееся в неподвижной невязкой жидкости, не должно испытывать сопротивления движению (парадокс Эйлера) [c.147]

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]

На рис. 125 представлены кривые изменения коэффициента сопротивления в зависимости от числа Рейнольдса для различных случаев обтекания цилиндра — /, пластинки — 2, сплюснутого эллипсоида — 3, шара — 4 а удлиненного эллипсоида — 5. [c.180]

В рассматриваемом частном случае обтекания шара критическая скорость может быть представлена формулой [c.183]

По приведенным выше формулам на ЭЦВМ были произведены расчеты кавитационного обтекания двух тел шара и конуса — на основе схемы Рябушинского [21. Была принята следуюш ая процедура вычислений. Сначала задавалась форма меридионального сечения так называемой пробной границы каверны. Она принималась простейшей для шара — в виде двух отрезков параллельных прямых, касающихся окружностей (меридиональных сечений основного и фиктивного шара) для конуса эти отрезки соединялись с кромками оснований основного и фиктивного конусов отрезками кривых, обеспечивающих непрерывность касательной при переходе от отрезков прямых к сечениям конусов. [c.208]

Ю. П. Гупало [Л. 105], предполагая распределение монодисперс-ных сферических частиц равномерным и опираясь на выражение (2-4), теоретически установил зависимость для R b. t, справедливую для всего диапазона режимов обтекания частиц. В основу вывода зависимости в [Л. 105] положено представление о том, что если в формулу для одиночного шара (типа (2-4)) подставить взамен чисел Рейнольдса и Архимеда их модифицированные для всей массы частиц значения [c.58]

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]

Для полного раскрытия полученной системы полуэм-пирических уравнений (5-13) —(5-20) необходимы отсутствующие в настоящее время данные о поправочном коэффициенте К, который учитывает отрывной характер обтекания частиц. При этом безотрывное обтекание шара и движущихся частиц нельзя ожидать в идентичном диапазоне чисел Re. Сравнение зависимостей (5-15) —(5-19) и (5-16) —(5-20) с результатами обобщения опытных данных по теплообмену в нестесненной га-зовзвеси проведено в следующем разделе. [c.153]

Сопоставляя последнее выражение с формулой для конвективного теплообмена с неподвижным шаром (см. табл. 5-1), нетрудно заметить, что при ReBp—lO" - 10 , теплообмен только за счет вращения шара возрастает примерно так же, как за счет принудительного его обтекания. Этот существенный эффект можно объяснить [c.157]

Полученные зависимости пригодны лишь для условий стесненного расположения шара, характеризуемых величинами 5 3,3 2,3. Локальная и общая картины обтекания шара потоком га-зовзвеси в (Л. 187] не рассматривались, однако указывалось на отсутствие отложений ныли на поверхности шара, что не согласуется с данными Л. 10, 287]. Опыты с чистым воздухом при Re = 6 ОООн-62 ООО дали совпадение с формулой Юге (см. гл. 5). Основные эксперименты были проведены при охлаждении шаров для ц = 5- 130 кг/кг скорости газа Зч-ЗО м/сек, Re = 2 ООО—40 ООО Ош/( т = 63,4->530. Влияние концентрации показана на рис. 7-10. С погрешностью 11,5—13% в [Л. 187] получена аппроксимирующая зависимость [c.242]

Из этого выражения видно, что в двух различных течениях одного и того же типа (например, обтекание шаров различного радиуса жидкостями различной вязкости) скорости v/u являются одинаковыми функциями отношения г/1, если только числа Рейнольдса для этих течений одинаковы. Течения, которые могут быть получены друг из друга простым изменением масштаба измерения координат и скоростей, называются подобными. Таким образом, течения одинакового типа с одинаковым числом Рейнольдса подобны — так называемый закон подобия (О. Reynolds, 1883). [c.88]

Рассмотрим прямолинейное и равномерное движение шара в вязкой жидкости (G. G. Stokes, 1851). Эта задача вполне еквивалентна задаче об обтекании неподвижного шара потоком [c.89]

Полученное выше решение задачи об обтекании оказывается неприменимым на достаточно больших расстояниях от шара, несмотря на малость числа Рейнольдса. Для того чтобы убедиться в этом, оценим член (vV)v, которым мы пренебрегли (20,1). На больших расстояниях скорость v и. Производные же от скорости на этих расстояниях — порядка величины uRfr , как это видно из (20.9). Следовательно, (vV)v u R/r . Оставленные [c.93]

С. W. Oseen, 1910). Мы не станем излагать злесь ход решения этого уравнения для обтекания шара ). Укажел) лишь, что с пошью получаемого таким образом распределения скоростей можно вывести уточненную формулу для испытываемой шаром силы сопротивления (следуюший член разложения этой силы по числу Рейнольдса R = uR/ ) [c.94]

Возвращаясь к задаче об обтекании шара, надо сделать следующее замечание. Произведенная в уравнении (20,17) замена v на U в нелинейном члене оправдана вдали от шара, на расстояниях R. Естественно поэтому, что, давая правильное уточнение картины движения на больших расстояниях от обтекаемого тела, уравнение Осеена не дает такого уточнения на близких расстояниях (это проявляется в том, что решение уравнения [c.95]

Первый член в этом выражении соответствует инерциоркюй силе при потенциальном обтекании шара (см. задачу 1 II), я второй дает предельное выражение для диссипативной силы. Этот второй член можно было бы найти и путем вычисления диссипируемой энергии по формуле (24,14) (ср следующую задачу), [c.130]

Отметим, что первое возникновение нестационарности при обтекании шара (при R порядка нескольких десятков) не сопровождается скачковбраз-ным изменением силы сопротивления. Это связано с непре])ывностью перехода при мягком самовозбуждении. Изменение характера течения могло бы проявиться лишь в появлении излома на кривой (R), [c.256]

Решение. На границе жидкости с газом должна обращаться в нуль не самая касательная составляющая скорости жидкости, а лишь ее нормальная производная (вязкостью газа пренебрегаем.) Поэтому градиент скорости вблизи поверхности не будет аномально велик, пограничный слой (в том виде, о котором шла речь в 39) будет отсутствовать, а потому будет отсутствовать (почти по всей поверхности пузырька) также и явление отрыва. При вычислении диссипации энергии с помощью объемного интеграла (16,3) можно поэтому во всем пространстве пользоваться распределением скоростей, соответствующим потенциальному обтеканию шара (задача 2 10), пренебрегая при этом ролью поверхностного слоя жидкости и очень тонкого турб лент-ного следа. Производя вычисление по формуле, полученной в задаче к 16, найдем [c.258]

Величина d в числе Рейнольдса може- быть заменена любым линейным параметром, связанным с условиями течения или обтекания (диаметр трубы, диаметр падающего в жидкости шара, дхина обтекаемой жидкостью пластинки и др.). [c.149]

На рис. 10.6 приведены кривые С (Re) для круглого цилиндра и шара. При малых числах Re картина обтекания цилиндра, т. е. конфигурация линий тока близка к картине обтекания идеальной жидкостью (рис. 10.7), поэтому и распределение давления по поверхности цилиндра близко к рассмотренному в гл. 7.4. При этом, очевидно, должно быть О и gfit A /Re. Кривая [c.395]

Re) ДЛЯ шара достаточно хорошо соответствует этой формуле при Re < 1 (см. рис. 10.6, б), а для цилиндра это соответствие сохраняется вплоть до Re = 40. Считая, что при Re < 1 влияние инерционных членов в уравнениях Навье — Стокса пренебрежимо мало, Стокс решил теоретически задачу обтекания шара и получил выражение = 24/Re. Озин учел часть инерционных членов и получил зависимость [c.396]

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]

Затягивание точки отрыва турбулентного слоя существенно влияет на величину полного сопротивления плохо обтекаемых тел, таких, как шар или поперечно обтекаемый цилиндр. На рис. XIII.7 показана кривая коэффициента сопротивления шара в зависимости от числа Re набегающего потока. Видно, что при некотором значении Re, называемом в дальнейшем критическим числом Рейнольдса (Re p), происходит резкое падение коэффициента сопротивления. Это явление называется кризисом обтекания плохо обтекаемых тел. Сущность кризиса обтекания состоит в следующем. [c.339]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...