Течение уравнение

В случае турбулентного плоскопараллельного течения уравнение конвективной диффузии имеет вид [c.172]

Для плоскорадиального течения уравнения (12.35) и (12.36) записываются следующим образом [c.364]

Для модели раздельного течения уравнения неразрывности для газовой и жидкой фаз выводят из уравнения (25), 2.3.1. [c.188]

Уравнение Хагена — Пуазейля применимо только при параллельном движении слоев в трубке, причем такое течение жидкости называется ламинарным или струйчатым. Если скорости очень велики, то отдельные частицы двигаются по запутанным кривым в различных направлениях. Такое движение называется турбулентным или вихревым. В условиях турбулентного течения уравнение Хагена — Пуазейля не может быть использовано. [c.121]

Наиболее важное применение уравнение энергии находит в расчете расходного массового газосодержания потока в испаряющейся или конденсирующейся жидкости. Для установившегося стационарного потока с незначительным внутренним тепловыделением, где члены, описывающие кинетическую и потенциальную энергию, пренебрежимо малы по сравнению с энтальпией, уравнения энергии как гомогенного течения [уравнение (23), 2.3.1], так и раздельного [уравнение (17)] можно привести к простому виду [c.188]

Плавные изменения в площади поперечного сечения. Если поперечное сечение канала изменяется постепенно, так что не происходит отрыва потока (с углом раскрытия диффузора 5—7 "), то градиент давления в области, в которой изменяется площадь поперечного сечения канала, можно рассчитать, используя обычное уравнение моментов, выведенное выше, но с добавлением дополнительного члена, учитывающего ускоряющую компоненту перепада давления, которая появляется вследствие изменения поперечного сечения. Таким образом, для уравнения импульса в гомогенной модели течения [уравнение (16), 2.3.1] в стационарном случае имеем [c.193]

I — ламинарное течение, уравнение (УП.61) 2—турбулентное течение, уравнение (УП.бб) 3 — обобщающее уравнение (VII.67) [c.153]

Массообмен в пленке при свободном ламинарном режиме течения. Уравнение конвективного массообмена [c.156]

Ранее был рассмотрен принцип создания давления при течении ньютоновской жидкости между параллельными пластинами. Однако в большинстве своем расплавы полимеров являются неньютоновскими жидкостями. Поэтому рассмотрим влияние неньютоновского поведения расплава на создание давления при этом виде течения. Поскольку наиболее важным в данном случае неньютоновским свойством является зависимость скорости сдвига от напряжения сдвига, используем модель жидкости, описываемую степенным законом [1, 2]. Для рассматриваемого течения уравнение степенной жидкости будет иметь вид [c.311]

Для ньютоновских жидкостей распределение давления в зазоре вальцов при одинаковых размерах и скорости вращения валков определяется уравнением (10.5-11), а для жидкостей, подчиняющихся степенному закону течения, — уравнениями (10.5-31) и (10.5-32). Для расчета профиля давлений необходимо знать величину X, определяемую выражением (10.5-12) она, как и параметр Х , представляет собой нормированную координату сечения, в котором материал отрывается от поверхности одного из валков. Как следует из рис. 10.25, координата сечения, в котором материал поступает в зазор между валками, однозначно определяется координатой Х . Координаты входного и выходного сечений в общем случае зависят от объема полимера, находящегося на валках, от размера валков и величины зазора между ними. Ясно, что когда толщина слоя полимера равна расстоянию между валками, то Х = О и давление при этом [c.398]

В табл. П. 1 представлены константы степенного закона течения уравнения (6.5-2), уравнения Эллиса I уравнение (6.5-6) и уравнения Керри [уравнение (6.5-8) ], рассчитанные из кривых течения 1) ( у), приведенных иа рис. П.1—П.З, при трех различных температурах. [c.617]

Для стационарного двумерного (плоскопараллельного) течения уравнение энергии (42) примет следующий вид [c.74]

Очевидно, что для систем с пластическим течением уравнение Ньютона должно быть заменено уравнением Бингама [c.329]

Чтобы показать относительный вклад каждого из механизмов конвекции в перенос тепла, рассмотрим равномерное ламинарное течение (U o, toe), направленное вверх вдоль плоской вертикальной поверхности высотой L. Предполагается, что стенка имеет равномерную температуру о, которая выше температуры окружающей среды to . В этом случае выталкивающие силы способствуют вынужденному течению. За х принимаем координату в направлении течения. Уравнение Навье — Стокса в направле- [c.576]

Двумерное течение в прямоугольной полости имеет два предельных случая при неограниченном возрастании высоты — это течение в вертикальном слое, ограниченном двумя плоскими поверхностями, а при неограниченном возрастании ширины—это течение в горизонтальном слое. Для двумерных течений уравнения движения (15.2.5) — (15.2.7), записанные через функцию тока, после исключения рщ принимают вид [c.386]

Общее аналитическое решение подобного уравнения весьма сложно И до настоящего времени не получено. Для изотермического течения уравнение можно было бы интегрировать с учетом градиента [c.104]

Наконец, для невязкой среды ((г О и А 0) из уравнений (1.16)—(1.18) следует, что все диагональные элементы тензора напряжений сводятся к гидростатическому давлению рц = 7 22 = Рзз = Р- Тогда для установившегося течения уравнения .20), (1.21а) и (1.22) соответственно принимают вид [c.93]

Уравнение Ньютона, а следовательно, и уравнение Паузейля соблюдаются, если жидкость движется ламинарно, т. е. в виде слоев, имеющих различную скорость и не смешивающихся друг с другом. Такой режим наблюдается лишь при сравнительно малых скоростях течения. При больших скоростях ламинарный характер течения переходит в турбулентный, характеризующийся возникновением в движущейся жидкости завихрений. Если применять к такому течению уравнения Ньютона Пуазейля, то коэффициент вязкости теряет свой обычный смысл, так как его значение при турбулентном течении зависит не только от природы жидкости, но становится функцией скорости движения жидкости. Очевидно, в этом случае можно говорить лишь об эффективной или кажущейся вязкости, понимая под ней условную величину, вычисленную для данной скорости течения по уравнениям Ньютона или Пуазейля. [c.324]

Может возникнуть вопрос о связи между значениями отношения Д///е для различных параметров течения. Уравнение (12) может быть полезным лишь в том случае, когда значения Д/// Для [c.100]

Для установившегося течения уравнение (59) сводится к уравнению [c.116]

Для двумерного пуазейлевского плоского течения уравнения для возмущений (12.17) и (12.18) принимают вид [c.181]

Для полноты дадим здесь краткий обзор гидродинамической теории таких волн (подробности можно найти в книгах [68, 100, 198]). Для изоэнтропийного одномерного течения уравнение непрерывности (1.12) принимает вид [c.194]

При обтекании равномерным потоком внешнего тупого угла (рис. 1.71) образуется простая центрированная волна (ПЦВ), или течение Прандтля—Майера. Для этого течения уравнения движения газа допускают точное решение (см. [5, 23]), которое дает для проекций скорости в полярных координатах следующие зависимости [c.81]

Метод характеристик, основы которого применительно к потенциальным течениям изложены в п. 1.11.5, имеет широкую область применения. Так, например, с соответствующими изменениями он применим для осесимметричных потенциальных течений [23]. В случае плоских и осесимметричных вихревых течений уравнения сверхзвукового потока газа обладают тремя семействами характеристик, одно из которых есть семейство линий тока. Дифференциальные соот-6 [c.83]

При описании течения уравнением (17), которое учитывает воздействие спутного парового потока, каждому значению х могут отвечать два значения критического уровня, обращающие в нуль знаменатель правой части уравнения (17). Здесь правильнее говорить о соответствии критических уровней экстремальным значениям удельной энергии ручья, выраженной с учетом наличия спутного парового потока. Область существования неравномерного режима течения отвечает здесь условию расположения нормального уровня между двумя критическими. Область же существования равномерного течения расширяется. Оно имеет место, если нормальный уровень ниже или равен меньшему критическому уровню или выше или равен большему критическому уровню [c.167]

Разберем сначала простейший случай плоскопараллельного течения в пограничном слое в предположении отсутствия внешних сил и стационарности течения. Уравнения газодинамики (10,1) для него запишутся в виде [c.231]

На основе анализа многочисленных экспериментальных работ можно считать, что движение фильтруемой среды при протекании через поры осадка и через поры фильтрующей перегородки носит ламинарный характер вследствие малого размера пор и небольшой скорости движения жидкости. Поэтому скорость движения жидкости в порах V (м/с) можно определить из известного закона ламинарного течения ---уравнения Пуазейля [c.516]

Основная задача теоретической реологии заключается в нахождении законов течения (уравнений реологии) дисперсных систем с известной рецептурой. Из сказанного выше следует, что универсальный алгоритм решения задачи включает в себя получение уравнения структурного состояния дисперсной системы — соотношения, описывающего зависимость параметров структурного состояния от интенсивности процесса деформации. В качестве параметра состояния выступают те величины, от которых при данном типе структуры зависит сопротивление деформированию, а мерой интенсивности процесса деформирования может быть величина действующего в системе напряжения или скорость ее деформирования. Таким образом, структура и структурное состояние при деформировании являются центральным звеном в решен основной задачи реологии. [c.680]

Сумма уравнений (53) и (54) приводит к уравнению для полной энергии. В случае трехмерно -о течения уравнения (50), (51) и (54) определяют пять скалярных переменных W, р и Т, зависящих от координат г и времени t. Знание термодинамических и переносных свойств позволяет замкнуть эту систему уравнений. В частности, должны быть известны зависимости () (Г, р), , T, р), р (Т, р), т) (Т, р) и Х Т, р), опнсьншющие свойства жидкости. Таким o6j)a- [c.102]

С. Основы описания турбулентного течения. Уравнения сохранения для турбулентных течений. Большинство реализующихся на практике течений являются турбулентными. Главная отличительная особетюсть таких течений заключается в том, что все характеристики потока пульсируют случайным образом иа фоне своих средних значений. Поэтому их мгновенные значения удобно представлять в виде суммы некоторой средней н нульсацнонной составляющих. Если /(г, О — какая-либо характеристика потока, то [c.107]

Уравиения сохранения газожидкостных течений. Уравнения сохранения для гомогепного течения были выведены в п. С, 2.3,1. [c.187]

Пузырьковое течение. Как правило, при вертикальных пузырьковых течениях гравитационная составляющая преобладает над градиентом давления и точность предсказания градиента давления, таким образом, прямо связана с точностью предсказания истинного объемного паросодер-жания. Для пузырькового течения особенно подходят модели потока дрейфа, и. это в общих чертах обсуждалось в п. С, 2.3,1. Для газожидкостного пу.эырькового течения уравнение неразрывности [уравнение (46), 2.3,1] принимает вид [c.195]

Модель гомогенного заморо/кенного течения. Уравнения для этой модели получены в [61]. Для случая, когда [c.203]

Влияние обводного течения на потери давления. Отнопюние для потери давления, определяемое для идеализированного случая при нулевом обводном течении уравнением (9.6), может быть модифицировано таким же образом, как описано в предыду[цем параграфе, с той разницей, что при введении поправки для потерь давления при течении через окна между кожухом и перегородкой необходимо учесть также влияние части потока, движущегося в осевом направлении через трубный пучок с перегородками, нлопщдь которых меныне поперечного сечения пучка. После введения поправок и члена ([.1,. / х) учитываю-1цего разность вязкостей жидкости у стенки и в основной массе потока, уравнение (9.6) принимает вид [c.182]

Если исследуемая система подчиняется при ламинарном режиме течения уравнению Ньютона для вязкости и уравнению Пуа-зейля [c.223]

Значения найденные различными методами, в подавляющем большинстве случаев хорошо согласуются. Еще в конце XIX в. Саксен подтвердил экспериментально справедливость равенства Е/Р — С1за/1, вытекающего из сопоставления методов электроосмоса [уравнение (XII.28)] и потенциала течения [уравнение (ХИ.4])]. В более поздних работах [15, с. 310] было установлено согласие величин найденных этими методами, а также методами электроосмоса и электрофореза (с поправкой Генри). [c.206]

Значения найденные различными методами, в подавляющем большинстве случаев хорошо согласуются. Еще в конце XIX в. Саксен подтвердил экспериментально справедливость равенства Е1Р = Qзo I, вытекающего из сопоставления методов электроосмоса [уравнение (ХП.28)] и потенциала течения [уравнение (ХП.41)]. В более поздних работах [15, с. 310] [c.226]

Из рисунка видно, что в случае подчинения течения уравнению Пуазейля наблюдается слияние и практически полное совпадение всех кривых независимо от вязкости жидкостей,от материала и размера капилляров, в которых проводились эксперименты. В области же проявления аномалии вязкости (при перепадах давления меньше критических) коэффициенты вариации, полученные для ньютоновских и неньютоновских систем, заметно отличаются. Увеличение коэффициентов вариации для пластовых нефтей обусловлено неодинаковой степенью разрушенности объемной структурой сетки от опыта к опыту из-за тиксотрвпиости неньютоновской системы. [c.26]

Соотношения (11.11.19) и (11.11.20) с учетом (11.11.21) и (11.11.22) подставим в уравнения (11.11.1), (11.11.2) и получим определяющие уравнения, сгруппировав члены разложения по еь Члены нулевого приближения ( при е°) образуют уравнения, представляющие собой уравнения устойчивости плоскопараллельного течения. Уравнения первого приближения по 8 являются неоднородными в их правую часть входят члены с Л и dAfd . Решение этих уравнений определяет зависимость Л( ), которая позволяет внести первую поправку в теорию устойчивости параллельного течения. Более детально с этим вопросом можно ознакомиться в работе [156]. [c.114]