Возвратно-вихревое течение

В отличие от скорости касательные напряжения на поверхности пузырька обращаются в ноль. При этом такая составляющая общей силы сопротивления, как вязкое трение, при обтекании пузырька просто отсутствует. Сила сопротивления появляется исключительно вследствие асимметрии поля давлений, которая возникает в жидкости под действием вязких сил (сопротивление давления). При этом безразмерная сила сопротивления (коэффициент формы) с ростом числа Рейнольдса также убьшает в отличие от твердого шарика. Это объясняется тем, что область возвратно-вихревого течения за сферическим пузырем очень мала. Она характеризуется углом 0 я - 0 —, где 0 — угол [c.173]

За экраном-стабилизатором пламени создается область застоя, заполненная возвратно-вихревыми течениями воздуха и горячих газов. Вихревое движение воздуха за экраном способствует его проникновению внутрь зоны горения и хорошему перемешиванию с распыленным топливом, а возвратно-вихревые течения горячих газов обеспечивают зажигание (восплам.) свежей смеси и ее устойчивое сгорание. [c.545]

Отметим, что в настоящее время на основании имеющихся, данных о движении сферической частицы в неньютоновской среде со степенным реологическим законом предсказаны лишь приближенные значения коэффициента сопротивления при малых и умеренных значениях критерия Рейнольдса. Применяемые приближенные методы оказались грубыми для исследования локальных характеристик течения положения точки отрыва потока и размеров зоны возвратно-вихревого течения за сферой. Дальнейшее развитие рассматриваемых вопросов, по-видимому, связано с применением конечно-разностных методов решения, [c.38]

На рис. 2.26 показано влияние вдува и отсоса на поле течения при Ке = 100. При сильном вдуве застойная линия тока Ч = О отходит от сферы и ограничивает область внешнего течения и потока с поверхности частицы. Зона возвратно-вихревого течения отходит от поверхности и увеличивается в размерах. При отсосе массы часть лини тока оканчивается на- поверхности сферы, а объем, занимаемый зоной возвратно-вихревого течения, значительно уменьшается. [c.99]

Здесь ( 0 = о(б) — распределение завихренности (или просто вихря) по поверхности сферы 0 — угол отрыва потока. Вид зависимости по данным расчетов, проведенных в работе [19] для чисел Рейнольдса 0,5 < Ке < 100, представлен на рис. 5.3.2.3 (кривая 1). Для нахождения распределения вихря по поверхности твердой сферы использовались результаты численного решения уравнений Навье — Стокса. Для того чтобы учесть массообмен за точкой отрыва потока, предполагалось, что в зоне возвратно-вихревого течения также образуется пофаничный слой. При этом массообмен между присоединенным вихрем и внешним потоком настолько интенсивен, что концентрация в потоке, набегающем на заднюю часть сферы (0 п), равна концентрации Б основной массе жидкости вдали от частицы. Полный диффузионный поток определялся суммой потоков в пограничных слоях до точки отрыва и в зоне отрывного течения. Штриховая часть кривой 1 на рис. 5.3.2.3 соответствует решению задачи без учета массообмена в зоне возвратно-вихревого течения. [c.277]

Поэтому, как правило, весь поток воздуха на входе в камеры сгорания тормозится путем увеличения сечения до скорости 40 —60 м сек. При этом первичный воздух при помощи специальных экранов-стабилизаторов пламени тормозится до скорости, не превышающей в зоне горения 15—25 м1сек. За экраном-стабплизатором пламени создается область застоя, заполненная возвратно-вихревыми течениями воздуха и горячих газов. Вихревое движение воздуха за экраном обеспечивает проникновение воздуха внутрь зоны горения и способствует хорошему перемешиванию его с распыленным топливом, а возвратновихревые течения горячих газов обеспечивают воспламенение свежей смеси и ее устойчивое сгорание. [c.673]

Для повышения устойчивости горения топлива в камерах сгорания создаются области с возвратными вихревыми течениями горячего газа и воздуха. Средняя поступательная скорость газовоздушного потока в таких областях не превышает 15—25 м1сек. [c.192]

Р безотрывный характер, то с увеличением Ке эта закономерность нарушается. Наблюдается переход от обтекания с преобла" дающим влиянием вязкости (стоксовский режим) к течению, при котором эффект вкзкости проявляется вблизи тела, а завихренность сосредотачивается в окрестности тела и в следе. Для плохообтекаемых тел (сфера, цилиндр и т. д.) даже относительно небольшое увеличение значения Ке приводит к отрыву потока. Так, для твердой сферы уже при Ке 20 наблюдается отрыв потока с образованием возвратно-вихревых течений в кормовой области. [c.12]

Для более высоких значений Ке (Ке < 70) Кавагути [11] исследовал течение вокруг твердой сферы с помощью приближенного вариационного метода (типа метода Галеркина). Успех применяемого метода в значительной мере зависит от удачного выбора системы аппроксимирующих функций. Предпринятая Кавагути попытка построить решение для Ке > 70 с той же аппрокси мирующей функцией тока не имела успеха. Трудность получения удовлетворительных результатов при возрастании Ке во многом обусловлена сложной структурой потока. Как отмечалось выше, отрыв потока наблюдается уже при Ке л 20. С увеличением критерия Рейнольдса точка отрыва потока от сферы перемещается вверх по течению. При этом за сферой возникает возвратно-вихревое течение жидкости. В опытах Танеды [12] были измерены продольные и поперечные размеры вихрей при Ке < 300. Отрыв потока наблюдался при Ке 24. При Ке 100 образовавшиеся вихри занимают заметную часть кормовой области сферы. Дальнейшее повышение критерия Рейнольдса приводит к тому, что вихри начинают колебаться, а затем уносятся набегающим потоком жидкости. Согласно наблюдениям Молера [13], при Ке 500 вихри сносятся набегающим потоком в область турбулизируемого за сферой следа. Столь сложная картина течения вокруг сферы вряд ли может быть описана стационарными уравнениями ламинарного движения. Следует ожидать, что стационарные уравнения удовлетворительно описывают картину течения, когда вихревые движения за сферой устойчивы. При очень больших значениях Ке на лобовой поверхности сферы образуется тонкий пограничный слой и решение в области до точки отрыва потока от сферы может быть получено в приближении гидродинамического пограничного слоя [14, 15]. Точка отрыва потока при ламинарном пограничном слое расположена примерно на экваторе сферы. [c.16]

Рассмотренные выше течения относились к случаю безынерционного обтекания частиц. Несмотря на отсутствие нелинейных эф фектов, точного решения задачи о движении системы частиц не имеется. Еще большие трудности возникают при исследовании таких течений с учетом сил инерции. В этом направлении первые шаги были предприняты Леклером и Хамилеком 70] при изучении задач ламинарного обтекания твердых сфер и газовых пузырьков с помощью ячеечной модели. Применяя конечно-разностные методы, Леклер и Хамилек получили решения при Ке> 1, задавая на внешней границе ячейки нулевое значение вихря. Расчеты показали, что с увеличением объемной концентрации частиц зона возвратно-вихревого течения в кормовой области пробной частицы уменьшается и отрыв потока от сферы наступает при более высоких значениях Ке. Влияние объемной концентрации частиц на по- [c.46]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология