Сечение вычисление из вязкости газов

В вопросе о вязкости мы сталкиваемся с явлением кинетического характера, связанным с процессами установления равновесия в фононном и ротонном газе . Вычисление вязкости требует в первую очередь исследования различных типов элементарных процессов столкновений между частицами этого газа и вычисления их эффективных сечений ). [c.423]

При вычислении Не в (VI.59) скорость да относится к площади сечения а кинематическая вязкость V находится по средней температуре газа в холодильнике. [c.242]

А — поверхность насадки на единицу объема абсорбера в jw2/jw= i — пористость слоя (между частицами) в долях единицы G — нагрузка по газу в кз/ч Z. — нагрузка по жидкости в кг/ч g — постоянная сила тяжести (g 9,81 м/сек ), U — линейная скорость таза, вычисленная для полного сечения колонны, в м/сек, Pq — плотность газа в кг/м pi, — плотность жидкости в кг/м , Ц, — вязкость жидкости в СПЗ. [c.15]

Газ имеет молекулярный вес 86. Газ протекает по трубе внутренним диаметром 30 мм. Расход газа равен 0,625 кг/мин. В поперечном сечении, где абсолютное давление равно 30 ата и температура 17Г, действительная плотность в 1,2 раза больше значения, вычисленного по законам для идеальных газов, а динамический коэффициент вязкости равен 9,75 X 10 кг/сг/с м" Найти численное значение числа Рейнольдса. [c.191]

Необходимо различать величину s — междучастичную пористость, или объем газа между частицами, и величину а — полную пористость носителя или полный объем газа в колонке. Движущийся газ находится только в каналах между частицами, составляющих объем в 1 в то время как газ, оставшийся в порах, занимает объем пропорциональный (а—е)- Результаты, полученные в лаборатории авторов для четырех колонок с хромосорбом-Р, показывают изменение проницаемости в зависимости от диаметра частиц (табл. VII-1). Во всех случаях в качестве газа-носителя применялся Не с вязкостью 2,1 10 пз. Опыты проводились при 60° С. Величина пористости, определяемая из уравнения (VII. 6), отличалась значительным постоянством однако доля поперечного сечения колонки, через которую проходил газ, по-видимому, слегка сокращалась с уменьшением диаметра частиц. Значения а показывают, что около 80% объема насадочной колонки доступно для газа и половину этого объема занимает застоявшийся газ. Эффективный диаметр частиц, вычисленный из уравнения (VII. 4), как правило, на 20% меньше средней величины частиц. Примерно такой же эффективный диаметр частиц указывается в работе [c.158]

Влияние неоднородности течения в пограничном слое в газе на его устойчивость исследовалось в работах [133—137]. Эти результаты получены без учета вязко-невязкого взаимодействия, вследствие которого пограничный слой при сверхзвуковых режимах течения индуцирует градиент давления во внешнем потоке. Известно, что с ростом числа Маха роль этого эффекта должна возрастать [122]. Влияние вязко-невязкого взаимодействия на характеристики устойчивости неоднородных пограничных слоев при сверхзвуковых скоростях обтекания изучалось в работе 138]. Было рассмотрено обтекание плоской пластины при М = 4,5, числе Прандтля Рг = 0,72, показателе адиабаты и = 1,41, температуре торможения Го = 310 К, коэффициент вязкости зависел от температуры по формуле Сазерленда. Основное течение рассчитывалось в приближении локальной автомодельности [122]. Условия иа внешней границе пограничного слоя определялись в рамках теории сверхзвукового обтекания тонкого профиля с уравнеинем поверхности г/ = б (ж), где б — толш ина вытеснения на плоской пластине без учета вязко-невязкого взаимодействия. Далее расчет выполнялся на основе найденных профилей скорости и температуры. На рис. 5,7 показана зависимость пространственного усиления тш /.т-компонснты двумерного возмуш ения массового расхода от величины Т[ = уРУ х х/р ио, в сечении, соответствующем В = 1550, вычисленная с учетом неоднородности течения. На рис. 5,8 представлено распределение модуля возмущения ж-компоненты массового расхода по пограничному слою для тех же условий. Как видно из этих рисунков, эффект вязко-невязкого взаимодействия проявляется в окрестности максимума модуля возмущения ж-компонепты массового расхода. Результаты расчета без взаимодействия совпадают с данными работы [134]. [c.120]

Заключительный этап расчета состоит в вычислении коэффициентов приведенных вьппе разложений и, таким образом, в получении окончательных формул для коэффициентов переноса. Мак-Корт [152] развил вариационный принцип, на основе которого можно рассчитать коэффициенты переноса, однако расчет не завершил. Он проделал первую итерацию описанного выше разложения по а и получил вьфажения для коэффициентов в этом приближении. Он обнаружил, что вид коэффициентов сдвиговой вязкости, объемной вязкости и теплопроводности не отличается от найденных методом Ванг Чанг—Уленбека. Для коэффициентов вращательной диффузии 0 =1, 2, 3) и Л были получены новые выражения. Все другие коэффициенты в этом приближении оказались равными нулю. Интересная особенность всех этих расчетов состоит в том, что интегралы, входящие в выражения для новых коэффициентов, нельзя свести к интегралам, содержащим сечение рассеяния (11.4.8). Вернее, они содержат комбинации г-матриц и операторов момента импульса /. Появление таких новых сечений будет иметь серьезное значение для дальнейшего рассмотрения. Если бы озникла возможность измерить коэффициенты вращательной диффу-взии, то анализ этих данны дал бы гораздо больше информации о природе межмолекулярного взаимодействия, чем дают современные измерения коэффициентов переноса. Действительно, даже простой учет этих новых свойств значительно расширяет возможности получения информации из измерений коэффициентов переноса. К сожалению, на сегодняшний день не существует экспериментальных методов измерения плотности момента импульса и неясно, возможно ли оно во-обше. Правда, очень похожие эффекты наблюдаются в газе, находящемся в магнитном поле измеряя коэффициенты переноса в этих условиях, можно получать сведения, подобные только что описанным. [c.345]

Указанные соотношения непосредственно использовались в численном алгоритме при формулировании жестких краевых условий на границе звукового участка нерасчетной струи. А именно, параметры течения на оси звукового участка соответствовали их значениями на выходе из источЕшка, поперечное распределение параметров в звуковом сечении восстанавливалось по нормальному закону с дисперсией Оу, вычисленной по значению турбулентной вязкости на границе звукового участка (5). Аналогичный подход в описании начального участка струи использовался и при моделировании сценария аварии с дозвуковым истечением газа из котлована. При этом характерные размеры начального участка определялись по экспериментальным зависимостям, приведенным в /16/. [c.121]