Струя в поперечном свободном потоке

Рис. 1-8, Изменение относительной разности скоростей по оси струи в поперечном свободном потоке.

СТРУЯ в ПОПЕРЕЧНОМ СВОБОДНОМ ПОТОКЕ [c.151]

ПЛОСКАЯ СТРУЯ В ПОПЕРЕЧНОМ СВОБОДНОМ ПОТОКЕ [c.162]

СТРУИ РАЗЛИЧНЫХ ПРАВИЛЬНЫХ ФОРМ УСТЬЯ в ПОПЕРЕЧНОМ СВОБОДНОМ ПОТОКЕ [c.160]

Для удобства использования полученных в работе [55] зависимостей по развитию струи в поперечном свободном потоке, в частности для определения глубины ее проникновения в поток h, были использованы понятия относительной и абсолютной глубины проникновения струи в ноток и дальнобойности струи (рис. 4. 2). [c.154]

Рис. 4. 5. Обобщенный график осей круглых струй различной плотности, развивающихся в поперечном свободном потоке.

Значение к для струи, вытекающей в поперечный свободный поток под углом а = 90°, определяется по графику рис. 4. 6. На нем нанесены опытные точки, полученные па водяной [156] и воздушной [55] установках. Пунктирная прямая рассчитана по формуле (4. 3) [c.155]

С плоскими струями в поперечном свободном потоке проводились опыты при четырех значениях отношения скоросте струи и потока 1 2/г 1 (5 7,1 10 20) и при двух значениях отношения температур Т2/Т1 (1 и 2). При этом параметр д изменялся в широких пределах от 400 до 12,5, т. е. более чем в 30 раз. [c.162]

Во многих аппаратах перед входом в зернистый слой газовый поток движется в незаполненном твердыми частицами свободном объеме, где происходит расширение струи, выходящей из отверстия относительно небольшого поперечного сечения. [c.129]

Рис. 4. 13. Обобщенный график осей плоской струи различных удельных весов, развивающейся в поперечном свободном потоке.

Особый интерес представляют. проведенные Ю. В. Ивановым исследования траектории струи, развивающейся в свободном поперечном потоке (рис. 1-7). Газ имитировался в этих опытах путем изменения температуры воздуха в струе и сносящем потоке. Полученные результаты были обобщены уравнением [c.18]

В котором критерий Не,- вычисляется по текущему диаметру капли и ее относительной скорости ег = 1—Мрг/(рр,/ Ук1) — порозность двухфазного потока в -м сечении струи = — поперечное сечение струи на расстоянии от сопла. Коэффициент С = 0,27, согласно опытным данным [93] для начального участка свободной затопленной струи, и С = 0,22 для основного участка. Упрощенная схема затопленной свободной турбулентной струи представлена на рис. 5.28, где на основном участке длиной / в сужающейся к оси зоне сохраняется постоянное значение начальной скорости газа шо. [c.371]

Свободные струи. Свободная струя при выходе из отвер стия захватывает окружающую жидкость и расширяется. Часть количества движения струи будет передаваться захваченной жидкости, а другая часть будет теряться вследствие турбулентности и градиентов статического давления поперек струи. Струю считают свободной, если площадь ее поперечного сечения составляет <20% общей площади поперечного сечения потока того участка, через который она течет [c.141]

Турбулентная струя характеризуется беспорядочным движением вихревых масс. Особенностью свободной турбулентной струи является то, что поперечные скорости в любом ее сечении малы по сравнению с осевой скоростью, поэтому все основные характеристики струи связаны с осевой скоростью. Закон изменения пути смешения Н но длине смесителя устанавливается на основании подобия скоростных нолей пограничных слоев в различных поперечных сечениях свободного потока. [c.299]

Ю. В. Иванов 41, изучавший проникание струй в поперечный поток, определял закономерности равномерного распределения струй в потоке, приняв, что нри этом будет обеспечено достаточное смешение. Он показал, что падение скорости и температуры по оси струи, развивающейся в поперечном движущемся потоке (так же, как и в неподвижном потоке), является функцией диаметра d ее устья. При этом скорость изменяется вдоль оси струи, развивающейся в свободном поперечном потоке, тем интенсивнее, чем меньше отношение скоростей W и в устье. Полное смешение фиксируется определенной величиной Nn/d равной 4—10 (для d = 20,8 мм). Эта величина достигается при = 1 и wjw = 4. [c.301]

Объясняется это, очевидно, следующим обстоятельством. В свободном факеле, как известно, при объемном расширении газов в результате горения расширение вдоль оси примерно в 2 раза больше, чем расширение в поперечном сечении потока, поэтому угол раскрытия горящего свободного факела получается обычно почти в 2 раза меньше угла раскрытия холодной струи (по данным [6, 7], он равен 12") [c.82]

Рис. 4. 3. Оси круглых струй в свободном поперечном потоке при различных углах атаки.

Предположим, что решетка помещена в свободный (не ограниченный стенками трубы) поток (рис. 3.1). Струя, набегающая на решетку, будет тормозиться, и согласно уравнению Бернулли в ней будет повышаться статическое давление. В результате появится поперечный градиент давления, и струя начнет растекаться по решетке. [c.79]

За вершиной конуса потенциального ядра смешение с окружающей средой происходит непрерывно по всему поперечному сечению струи. Явления, происходящие в этой зоне смешения, имеют большое значение в любом анализе процессов сгорания. Обычно при рассмотрении зоны смешения принимают ряд допущений, например, что статическое давление в свободной струе остается постоянным и равным давлению окружающей среды по всему полю потока. Таким образом, сохраняется постоянство количества движения Б направлении оси струи. Второе обычно принимаемое допущение, что форма кривой распределения скоростей остается неизменной в любой точке по оси [c.297]

Иванов Ю. В., Некоторые закономерности свободной круглой струи, развивающейся во внешнем поперечном потоке, Изв. АН ССОР, ОТН, 1954, № 8. [c.248]

Процесс перемещивания ограниченных струй протекает более интенсивно, чем перемешивание свободных струй. Условия перемешивания ограниченных струй существенно зависят от поперечных размеров ограниченного пространства, причем чем меньше это поперечное сечение, тем более интенсивно совершается процесс перемешивания, так как в этом случае перемешивающиеся потоки в меньшей степени обедняются за счет циркуляции среды, заполняющей ограниченное пространство. [c.108]

Псевдоожижение в конических и других аппаратах с плавно увеличивающимся снизу вверх поперечным сечением слоя имеет ряд специфических особенностей [99, 101, 104]. В таких аппаратах образуется псевдоожиженное ядро, диаметр которого меньше диаметра аппарата. Псевдоожиженные частицы в ядре движутся преимущественно снизу вверх, что, однако, не исключает и хаотического движения частиц во всех направлениях. Псевдоожиженный материал, перемещаемый вверх газовым (жидкостным) потоком, отбрасывается над свободной поверхностью слоя к его периферии, поэтому после прекращения дутья слой у стенок аппарата всегда оказывается несколько выше, чем по его оси. Вдоль наклонных стенок конического аппарата частицы сползают потоком к вершине конуса, где они снова переходят в псевдоожиженное состояние. Диаметр псевдоожиженного ядра возрастает с увеличением высоты слоя и, если угол в вершине конуса не превышает угла расхождения псевдоожиженной струи ( 20°), ядро занимает практически все сечение слоя [101, 104]. [c.40]

Рис. 15. Обобщеиный график осей круглых струй, развивающихся в свободном поперечном потоке

Обоснованием такого переноса послужили следующие установленные факты. При определенных гидродинамических условиях в процессах массообмена в двухфазных потоках молекулярные характеристики (молекулярная вязкость, молекулярная диффузия) не оказывают сколько-нибудь заметного влияния на массообмен [3, 4]. В турбулентном потоке имеет место не только продольный перенос энергии и массы вещества, но и поперечный, приводящий к возникновению дополнительного касательного напряжения и дополнительного переноса вещества. Отличительной же особенностью свободной турбулентности является преобладание вихрей с осями, перпендикулярными оси потока, что дает возможность пренебрегать молекулярным переносом [1, 2, 5]. При этом границы свободных струй не гасят турбулентных пульсаций. [c.340]

В связи с наличием интенсивного циркуляционного движения в зоне струи возникает неоднородное поле давления. На рис. 1 (нижняя половина) представлено поле относительного статического давления во встречной струе. Как видно из рисунка, разрежение на оси струи с удалением от сопла уменьшается и переходит в положительное давление, которое достигает максимального значения в концевой зоне струи. Затем давление постепенно уменьшается и переходит в атмосферное. Возрастание давления в концевой зоне встречной струи вызвано переходом скоростного напора струи в статическое давление, связанным с преодолением сопротивления распространению струи во встречном однородном потоке. В поперечных сечениях струи вблизи выходного сопла разрежение вначале возрастает с удалением от осевой плоскости, а затем уменьшается, стремясь к нулю. Вдали от выходного сопла избыточное давление изменяется от максимального значения на осевой плоскости до нуля при удалении от нее. Неоднородность поля давления увеличивается с ростом параметра т. Так, если для режима т = 0,5 максимальное значение разрежения (и давления) в поперечных сечениях струи составляет около 15% от начального скоростного напора струи, то для т = 0,7 оно достигает 30% и более. При уменьшении параметра т неоднородность поля давления сглаживается и встречная струя перестраивается в обычную свободную плоскую струю, распространяющуюся в неподвижной среде. [c.71]

Кроме траектории струи газа в поперечном потоке, исследовался также процесс выравнивания скоростей (в тех же условиях). На рнс. 1-8 представлен график, на который нанесены опытные точки, характеризующие изменение относительной разности скоростей по оси струи в поперечном свободном потоке. По оси абсцисс графика отложены относительные расстояния L/d, где L — длина пути, на котором происходит смешение, а по оси ординат — отиосительиые разности скоростей вдоль каждой из исследованных струй [c.19]

Рпс. 4. 9. Изменение относительной разности скоростей по оси струй раз.тичной формы, развивающихся в поперечном свободном потоке при г о/г 1 = 20 и а = 90°. [c.160]

На основании более подробных опытов было установлено, что уравнения оси струи, развивающейся в поперечном свободном потоке, монхно распространить па струю, развивающуюся в поперечном ограниченном потоке, когда соблюдается условие, что отношение полуширины канала к диаметру струи в устье В/2(1 > 22. [c.166]

На рис. 4. 18, а построены оси струй d = 5,1 мм при vilv — 20, а на рис. 4. 18, б d = 10,25 мм при vi/vi = 10. Из графиков можно видеть, что уменьшение относительного шага sId от оо (условно рассматриваем единичную струю в поперечном свободном потоке в виде ряда струй, развивающихся в поперечном огранршенном потоке с относительным шагом, равным бесконечности) до 4 приводит к уменьшению глубины проникновения струй в поток. Следовательно, чем меньше относительный шаг, тем меньше глубина проникновения струй в поток. [c.169]

Таким образом, проведенные опыты показывают независимость формы осп струи, развивающейся в поперечном потоке, от температуры газа в струе и в потоке, если обработку результатов эксперимента проводить по предложенному в работе [55] определяющему гидродинамическому параметру. В данных опытах отношение температур изменялось от Г2/Г1 = 034 до 2,86. Р1з приведенных выше данных видно, что разпхща телгператур достигалась главным образом подогревом струи и скоростной напор в свободном поперечном [c.153]

Протекание жидкости через перфорированную пластинку (плоскую решетку) в пространство, не ограниченное стенками. Если поток равномерно набегает на перфорированную пластинку перпендикулярно ее поверхности, то струйки, вытекающие из отверстий, имеют одинаковые скорости и направление. Непосредственно за плоской решеткой жидкость движется отдельными свободными струйками, которые постепенно размываются и только на определенном расстоянии за решеткой сливаются в общую струю с максимальной скоростью на оси центральной струйки (рис. 1.49, а, б). Каждая струйка за решеткой интенсивно подсасывает окружающую ее жидкость. При этом соседние струйки мешают притоку жидкости, увеличивающей присоединенную массу. Поэтому вокруг каждой струйки образуется циркуляция внутренних присоединенных масс (рис. 1.49, в), так что масса струек от выходного сечения О—О [х 0) до сечения I—I х/йотв. 5-т-8), где происходит слияние практически всех струек, остается постоянной. Только крайние струйки в случае неограниченной струи могут непрерывно подсасывать жидкость из окружающей среды, передавая ей часть кинетической энергии [40, 41 1. Так как увеличение массы центральных струек за счет окружающей среды затруднено, они начинают подсасывать соседние струйки. В результате все струйки отклоняются к оси (рис. 1.49, в), и площадь поперечного сечения / -/ общего потока с массой, равной сумме масс всех струек, получается меньше начальной площади (сечения О—О), т. е. площади ре/иетки. Согласно опытам [34], в этом сечении отношение средней скорости к максимальной 0,7 при / = 0,03- 0,40. После суженного сечения поток расширяется по обычным законам свободных струй (см. выше) с увеличением общей массы за счет присоединенной массы из окружающей среды (см. рис. 1.49, а, в). На основании рис. 1.49, а а б относительное расстояние х/1/ ОТ решетки до самого узкого поперечного сечения общей струи, после которого она начинает расширяться, можно принять равным [c.53]

Гидродинамические характеристики вод5шых струй высокого давления. Дпя научно обоснованного выбора технологического режима гидравлического извлечения кокса необходимо располагать надежным методом расчета гидродинамических характеристик водяной струи. Свободную (незатопленную) струю можно рассматривать как узкую область турбулентного движения, характеризующегося значительдю большей скоростью в одном - главном - направлении, чем скорость во всех остальных. В неизотропном турбулентном потоке, каким жляется струя, имеет место как порождение, так и диссипация турбулентности. Из теории неизотропной свободной турбулентности известно, что развитие турбулентного течения вниз по потоку зависит в сильной степени от условий его возникновения. Это подтвер ждено эмпирическим фактором, что пространственные изменения в поперечных направлениях струи намного больше соответствующих изменений вдоль оси струи, в то время как отношение соответствующих скоростей прямо противоположно. Порождение турбулентности в струе происходит из-за градиента осредненной скорости, который зависит от турбулентности в источнике возникновения струи, перенесенной вниз по потоку за счет турбулентной диффузии. Для случая неизотропной турбулентности разработано несколько феноменологических полуэмпирических теорий, из которых наиболее известная - теория пути смешения Прандтля [2023. Однако ни одна теория не объясняет действительного распределения турбулентных пульсаций и физический механизм свободной турбулентности, поскольку они базируются на экспериментальных данных относительно осредненных скоростей. [c.153]

Масштаб турбулентности или, иначе, путь смешения I есть расстояние, а котором проявляется связь между пульсациями, т. е. на (котором объемы газа, участвующие в пульсации, теряют свои скоростные особениости. Как уже указывалось, в потоке одновременно может существовать целая серия масштабов турбулентности. В свободной струе, ввиду отсутствия ограничивающих стен, можно предпол атать постояиство масштаба турбулентности по поперечному сечению струи. [c.66]

В цилиндрической насадке А эжектирующая среда перемешивается с эжектируемой. В одной из сечений насадки образуется однородный по скорости, температуре и химическому составу поток. Экспериментально установлено [35], что поля скорости в поперечных сечениях иасадки и соответствующих сечениях свободной струи (если речь идет не о скорости непосредственно у отенки) в известной степени аналогичны. [c.82]

Определение длины открытого горящего факела было предметом иесьма многих исследований. Естественно было предположить, что концом факела является то место на его оси, где в результате перемещивания струи горючего с окружающим воздухом образуются продукты горения, по составу соответствующие стехиометрической смеси. Поэтому первые расчеты длины горящего факела основывались на закономерностях холодной свободной струи. К числу таких теоретических исследований относится работа В. А. Шваба [99]. Однако опытные определения длины горящего факела показали существенные расхождения с данными расчетов, выполнявщихся по указанной методике. Более удовлетворительное совпадение расчетных данных с экспериментальными данными по сжиганию различных газов было получено Гауторном, Ведделем и Хоттелем [100], которые, предположив неизменность концентраций и скоростей по поперечным сечениям струи, вместе с тем учли различие удельных весов горючего газа и воздуха и их изменение в процессе горения. Однако с теоретической точней зрения последняя работа [100] менее совершенна, чем работа В. А. Шваба [99], поскольку в ней факел рассматривается как одномерный поток. [c.156]

Модель Прандтля оправдала себя в задачах пристеночной турбулентности. Но она дает совершенно неудовлетворительные результаты для свободной турбулентности, в частности в струях. Как указывает Г. Н. Абрамович, перенос теплоты в свободном турбулентном потоке протекает вдвое интенсивнее, чем это следует по теории Прандтля [1 Для устранения этого недочета Б. Я. Труб-чиковым и позднее Прандтлем была предложена новая формула для коэффициента турбулентного обмена At, основанная на допущении о постоянстве длины пути перемешивания в поперечном сечении свободного турбулентного потока. Формула Трубчикова для струи, истекающей в неподвижное пространство, может быть представлена в виде [c.27]

Совершенно другая постановка вопроса о возникновении неустойчивости течения в факеле предложена в работе [83]. Еще очень давно Рэлей [130] обратил внимание на то, что минимальная длина неустойчивого колебания Я ин в невязкой струе с треугольным профилем скорости или в свободном сдвиговом слое с линейным профилем зависит от поперечного размера области течения (рис. 11.11.2). В невязкой струе течение неустойчиво к воздействию возмущений, длина волны которых превышает Ямин = 1,714D. Для течения в свободном сдвиговом слое (рис. 11.11.2,6) установлено, что X h=4,914Z). На рис. 11.11.2, в показано течение с разрывом скорости в двумерном потоке. Это течение, по данным работы [91], неустойчиво по отношению к возмущениям с любой длиной волны, т. е. минимальная длина [c.116]

По мере увеличения скорости вертикального потока газа и в отсутствие разделяющей перегородки в аппарате фонтанирующего слоя возникает несколько иной режим циркуляции дисперсного материала и движения газа. Наблюдения за течением газа с помощью нитковых индикаторов и измерения скорости газа шаровыми зондами показали, что имеются две зоны, существенно отличающиеся по характеру течения сплошной фазы. Над входным щелевым отверстием аппарата образуется изобарическая турбулентная струя, а около наклонной стенки — малоскоростной обратный поток газа в направлении основания восходящей струи. В таком аэрофонтанном режиме частицы дисперсного материала следуют за газовым потоком, при этом в аппарате фонтанирующего слоя образуются характерные зоны вертикальная двухфазная струя (зоны I и 2 на рис. 5.24), зона опускающегося материала (зона 3), свободное от частиц пространство (зона 5) и зона поперечного движения материала 4). [c.346]

Прочие режимы заполнения формы являются комбинациями названных двух режимов. Характер истечения материала из канала литника и процесс заполнения формы изучали, наблюдая за движением материала в форме при ее заполнении, путем последовательного формования отдельных частей образца — лопатки, что представлено схематично на рис. 22. Вначале происходит свободное заполнение формы спирально сложенной струей (/). В полости формы не возникает како1р-либо заметного давления. Последующее заполнение сопровождается уплотнением спиралевидной струи вновь поступающим материалом в верхней части формы. Затем происходит изменение конфигурации поперечного сечения отдельных струй. Вновь поступающая струя массы встречает в форме сопротивление свободному спиральному расположению, из-за чего происходит смятие струй и образование более мелких спиралей, произвольно располагающихся в незаполненных участках формы (//). Процесс заполнения на этой стадии завершается уплотнением отдельных струй до полной ликвидации пустот в верхней части лопатки. Давление в этой части формы резко возрастает, и материал поршневым режимом течения выжимается в тонкзто часть формы-лопатки сплошным потоком, площадь которого равна сечению образца III). После выхода из тонкой части формы поток массы опять движется в струйном режиме и рас- [c.32]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология