Циркуляционная теория течений

Циркуляционная теория одинаково применима как в динамической метеорологии, так и в динамике морских течений. Посмотрим, к каким результатам [c.22]

В следующ,ем разделе будет получено стационарное решение уравнений гидромеханики псевдоожиженного слоя, описывающее расширение однородного псевдоожиженного слоя. Исследованию устойчивости этого стационарного решения будет посвящен раздел 3 данной главы. Оценка скорости распространения малых возмущений в псевдоожиженном слое будет дана в разделе 4 Как уже отмечалось выше, линейная теория устойчивости позволяет описывать лишь начальный этап эволюции малых возмущений в псевдоожиженном слое. Далее будут приведены некоторые результаты, полученные на основе нелинейных уравнений гидромеханики псевдоожиженного слоя. В разделе 6 будет рассмотрена устойчивость стационарного решения уравнений гидромеханики с учетом граничных условий на верхней и нижней поверхности слоя. Такой анализ показывает возможность появления циркуляционных течений в. псевдоожиженном слое. В заключительном разделе будет рассмотрено решение уравнений гидромеханики псевдоожиженного слоя, описывающее циркуляционные течения. [c.75]

Таким образом, в данной главе изложены современные результаты гидродинамической теории устойчивости псевдоожиженного слоя. Показано, что однородный псевдоожиженный слой может быть неустойчив по отношению к бесконечно малым возмущениям. Найдены формулы, определяющие скорость роста возмущений и скорость распространения возмущений. Установлено, что для псевдоожиженных слоев ГТ скорость роста возмущений гораздо больше, чем для псевдоожиженных слоев ЖТ. Рассмотрены нелинейная теория развития возмущений, показывающая, что в псевдоожиженном слое могут образовываться разрывы непрерывности порозности слоя, которые можно отождествить с пузырями задача о конвективной неустойчивости псевДоожиженного слоя, показывающая, что в результате роста возмущений в псевдоожиженном. слое могут развиваться циркуляционные течения, а также модель циркуляционных течений в псевдоожиженном слое. [c.115]

Задачу о выборе целесообразной формы профилей нужно решать, используя современные методы расчета решеток. Этот вопрос выходит за рамки настоящей книги. Здесь же уместно только остановиться на влиянии отношения <р = С1г/ы2, называемого коэффициентом подачи. Из теории решеток следует, что отношение С1г/иг оказывает не меньшее влияние, чем форма профилей, на распределение скоростей по обводам профилей. Рассмотрим этот вопрос подробнее, приняв для простоты окружную скорость 2 постоянной, с ростом коэффициента подачи увеличивается скорость течения в неподвижной решетке это наглядно видно на примере решетки радиальных пластин (см. рис. 2.18) с ростом ф при заданной окружной скорости растет радиальная проекция скорости Сг и относительная скорость гю. В то же время интенсивность вихревого и циркуляционного течений не изменяется, и поэтому искажение поля скоростей, вызываемое этими течениями, уменьшается с ростом коэффициента подачи. Другими словами, с ростом ф распределение скоростей становится более благоприятным. [c.49]

Сложная конфигурация свободных объемов между зернами затрудняет создание количественной теории дисперсии в зернистом слое. Предложенная Турнером [33] (табл. IV. 1, № 6) модель носит иллюстрированный характер. Вводя в поток примеси с колеблющейся во времени по синусоидальному закону концентрацией (см. стр. 226), Турнер [33] исследовал возможность анализа размера и форм непроточных карманов, присоединенных к каналу, по которому течет жидкость. Выходные кривые изменения концентрации дают возможность в модели Турнера рассчитать размеры и форму карманов с застойной жидкостью. Арис исследовал для такой модели величину коэффициента дисперсии 25 , рассчитанного на сечение проточного канала, и влияние присоединенных объемов карманов на скорость реакции первого порядка в потоке [32]. Дальнейшие исследования гидродинамических явлений в модели Турнера [35], выполненной в виде трубки с непроточными карманами, показало, что по мере повышения скорости в канале циркуляционное течение жидкости появляется и в карманах, таким образом по мере повышения значения Не относительный объем карманов р уменьшается. Уменьшение объема застойных зон при увеличении значений Кеэ еще в более резкой форме должно наблюдаться в реальном зернистом слое. Действительно, уже при Неэ>50 гидравлическое сопротивление (раздел II. 8) и коэффициент теплоотдачи (раздел V. 5) к отдельному шару в зер-листом слое и свободном потоке становятся при одинаковой скорости обтекающего потока величинами одного порядка. При более же низких значениях Кеэ наличие застойных зон изменяет соотношение этих величин в слое и свободном потоке в 10—15 раз. [c.212]

Отсюда следует, что в интервале давления от 10 до 0,1 мм рт. ст. коэффициент теплообмена а больше коэффициента теплообмена а . При давлении 0,5 мм рт. ст. отношение а/ о = 10,6. Это объясняется по схеме А. А. Гухмана следующим образом. При испарении из твердого состояния в среду с давлением порядка 10—0,1 мм рт. ст. объем вещества увеличивается в 10 —10 раз. Масса пара, занимающая этот огромный объем (по отношению к образцу), отрывается от поверхности и проникает в окружающую среду. Испарение происходит не равномерно со всей поверхности, а в виде струй, вырывающихся из многих дискретно расположенных центров (очагов) испарения. Теория дискретного испарения подтверждается тем, что при сублимации льда в вакууме поверхностный слой льда становится пористым. Эти струи энергично вторгаются в окружающую среду, вызывая в ней сильные возмущения. Возникает очень сложное неупорядоченное движение, связанное с возникновением циркуляционных течений большой кратности, например для нафталина п = 34. [c.361]

При аналитическом расчете профиля скорости во встречных струях был использован метод наложения функций тока обоих составляющих струи и встречного потока [4]. Этот приближенный (для турбулентных течений) прием позволил получить правильную качественную картину течения (наличие циркуляционной зоны, вид профиля скорости и т. п.). Впоследствии для целей расчета был применен метод сведения задач свободного пограничного слоя к эквивалентной задаче теории теплопроводности [6, 7]. Сравнение расчетных кривых, полученных этим методом, с опытом [c.67]

В теории крыла конечного размаха (эта теория еще не является математически строгой) подъемная сила появляется при введении в поток так называемой вихревой пелены , которая представляет собой поверхность разрыва первого рода касательных к вихревой пелене компонент скорости, т. е. является тангенциальным разрывом она состоит из линий тока, различных на разных сторонах поверхности разрыва давления по обе стороны разрыва одинаковы. В отличие от случая плоского течения, в котором поле скорости и при циркуляционном обтекании непрерывно, вихревая пелена имеет четкий физический смысл как поверхность сильного разрыва вектора скорости ее положение в пространстве, зависящее также от строения множества точек прикрепления к обтекаемому телу, влияет на поле скорости. Иначе говоря, вихревая пелена, если она существует, в общем случае является свободной поверхностью — ориентируемым двумерным многообразием, определяемым линией прикрепления к телу и условиями dif/dn = О, + Т 2г] = О5 где квадратные скобки обозначают скачок, Ухт У2т — две компоненты тангенциальной скорости. [c.171]

Из рис. 13 видно, что для случая чистого теплообмена коэффициент Л непрерывно уменьшается с понижением давления от 3,4 до 0,3 ккал/ м -ч-град). Отсюда следует, что в интервале давления от 10 до 0,1 мм рт. сш. коэффициент теплообмена больше коэффициента теплообмена к. При давлении 0,5 мм рт. ст. отношение ке/Н) = 10,6, т. е. коэффициент теплообмена при сублимации примерно в И раз больше коэффициента теплообмена. Это увеличение коэффициента к можно объяснить следующим образом. При испарении из твердого состояния в среду с давлением порядка 10—0,1 мм рт. ст. объем вещества увеличивается в 10 —10 раз. Масса пара, занимающая этот огромный объем (по отношению к образцу), отделяется от поверхности и проникает в окружающую среду. Испарение происходит не равномерно со всей поверхности, а в виде струй, вырывающихся из многих дискретно расположенных центров (очагов) испарения. Теория дискретного испарения подтверждается тем, что при сублимации льда в вакууме поверхностный слой льда становится пористым. Эти струи энергично вторгаются в окружающую среду, вызывая в ней сильные возмущения. Возникает очень сложное неупорядоченное движение, связанное с образованием циркуляционных течений большой кратности. [c.125]

Практическое использование теории. Негативные аспекты. Весьма важно то обстоятельство, что процесс стабилизации пламени можно рассматривать только лишь как взаимодействие кинетики высокотемпературных реакций с аэродинамикой циркуляционного течения. Поэтому можно исключить из рассмотрения следующие предложения для улучшения стабилизации [c.188]

Теоретическое определение угла отставания потока возможно. Но даже для простейшего случая течения несжимаемой жидкости в решетке постоянной высоты решение задачи оказывается весьма громоздким. Поэтому существует большое количество приближенных теоретических, полуэмпирических и эмпирических формул, позволяющих определять угол отставания потока во вращающейся решетке. Особого внимания заслуживает формула А. Стодола, основоположника теории паровых турбин. Ниже приводится вывод формулы для определения окружной проекции скорости С2и для конечного числа лопастей. Здесь использована основная идея Стодола о замене сложного вихревого движения простой моделью кругового вихря [4]. Но в отличие от метода Стодола, учтено влияние циркуляционного течения, что позволяет учесть влияние отношения диаметров т. [c.44]

Отрыв пограничного слоя. При течениях в расширяющихся каналах и при обтека-НИИ выпуклых тел движение может происходить в направлении нарастающего давления, т. е. с положительным градиентом. Это может привести к отрыву пограничного слоя, т. е. к резкому отклонению линий тока от твердой поверхности и образованию возвратных течений в циркуляционных зонах. Теория пограничного слоя применима только до точки отрыва, условие образования которого может быть записано в виде [c.52]

В теории тепломассопереноса существует достаточно развитое теоретическое направление, априори рассматривающее процессы переноса внутри капли при больших числах Пекле в рамках модели диффузионного пограничного слоя (см, [12, 37]). И в этом случае наличие циркуляционного течения приводит к существенным особенностям картины массопереноса внутри капель. Поэтому задача определения массопереноса может решаться только с использованием модели нестационарного пограничного слоя. Схема течения и структура поля концентраций в этом случае представлены на рис. 5.3.3.4 [37]. Механизм переноса вещества в капле в соответствии с [37] выглядит следующим образом. В течение короткого начального периода процесса растворенное вещество с достаточно большой скоростью переносится из внутреннего пограничного слоя к поверхности капли. Однако скорость этого процесса быстро падает за счет обеднения внутреннего пограничного слоя растворенньпи компонентом вследствие существенно более низкой скорости поступления вещества нз ядра потока (зоны бс)- При этом процесс массопередачи выходит на ста- [c.283]

Образующиеся, в результате неустойчивости Марангони поверхностные движения характеризуются высокой степенью упорядоченности и часто представляют собой, например, вполне регулярные циркуляционные течения внутри отдельных "когерентных" конвективных "валов" или "ячеек". Естественно рассматривать их наряду с ячейками Бенара как примеры диссипативных пространственно-временных структур [37, 38]. С точки зрения теории самоорганизации в неравновесных системах, развитой в работах И. Пригожина, П. Гленс-дорфа и Г. Николиса [Э9, 40], системы, в которых возникает зта [c.8]

Отметим, что в разделе 3 для упрощения анализа не принимались во внимание граничные условия, которым должны удовлетворять возмущенные значения гидромеханических характеристик псевдоожиженного слоя. Граничные условия необходимо выставить на верхней и нижней поверхностях псевдоожиженного слоя, а также на стенках аппарата. Кроме того, необходимо иметь в виду, что образование пузырей может не являться единственным последствием гидромеханической неустойчивости псевдоожиженного слоя. Например, в псевдоожиженных слоях, ожижаемых жидкостью, в которых вбразование пузырей не наблюдается, вследствие неустойчивости однородного псевдоожиженного слоя может развиваться крупномасштабная циркуляция твердых частиц. Возникновение циркуляционных течений в псевдоожиженном слое может быть описано на основе гидродинамической теории устойчивости подобно тому, как описывается возникновение циркуляционных течений в слое жидкости, подогреваемой снизу [83], в теории естественной конвекции. При этом необходимо учитывать граничные условия на ограничивающих псевдоожиженный слой поверхностях. Такая конвективная неустойчивост псевдоожиженного слоя изучалась в работах [84, 85]. В работе [84] не учитывалась толщина распределительного устройства. Учет влияния на конвективную неустойчивость псевдоожиженного слоя толщины распределительного устройства был осуществлен в работе [85]. В настоящем разделе будут изложены некоторые результаты анализа конвективной неустойчивости псевдоожиженного слоя. [c.100]

Как уже отмечалось в предыдущем разделе, в псевдоожиженном слое могут развиваться крупномасштабные циркуляционные движения фаз. Изложенная выше теория конвективной неустойчивости псевдоожиженного слоя, основанная на использованип линеаризированных уравнений гидромеханики, позволяет предсказать возможность возникновения циркуляционных течений в псевдоожиженном. слое и описать начальный этап развития таких циркуляционных течений. Однако при достаточно больших значениях амплитуд возмущенных значений гидромеханических характеристик нелинейными членами в уравнениях гидромеханики пренебречь уже нельзя и необходимо рассматривать нелинейную задачу. [c.108]

Mop и Маллок применили изложенную выше теорию к случаю, при котором величина с в уравнении (35) не равна единице, т. е. когда нельзя пренебречь утечкой через кольцевой зазор. Полученное ими выражение учитывает как существование течения утечек, вызванного градиентом давлений, так и влияние течения утечек на циркуляционное течение [c.225]