Масштаб турбулентности

Временной масштаб турбулентности, также как и пространственный, сверху ограничен временем распространения крупномасштабных возмущений с характерным временем = ( / соо), на границе вязкого подслоя характерное время равно Т5п = (5 /со ). [c.156]

Горение топлива в тепловых двигателях обычно происходит в сильно турбулизованном потоке. Турбулентный поток характеризуется неупорядоченным движением частиц газа, при котором скорость в каждой точке потока меняется по направлению и по величине. Для турбулентного потока характерно наличие пульсаций скорости, давления, температуры и концентрации вещества. Молекулярный механизм передачи тепла и массы вещества интенсифицируется пульсациями и перемешиваниями отдельных объемов газовой смеси. Параметрами, характеризующими турбулентность потока, являются путь перемешивания (масштаб турбулентности) и коэффициент турбулентного обмена. [c.138]

Общая теория дробления частиц в турбулентном потоке дана в работах [42, 43]. Если дробление происходит под воздействием турбулентных пульсаций, масштаб которых по сравнению с внутренним масштабом турбулентности Ло велик, то разность динамических напоров на противоположных концах частицы радиусом [c.287]

Скорость распространения турбулентного пламени зависит от скорости потока, а также от степени и масштаба турбулентности. [c.35]

I — масштаб турбулентности е—удельная мощность перемешивания. С учетом приведенного выше зависимость для будет иметь вид [c.91]

Диаграмма связи массопереноса совместно с химической реакцией в гетерофазной полидисперсной системе. Рассмотрим гетеро-фазную полидисперсную систему типа газ—жидкость или жидкость—жидкость в аппарате (периодическом или непрерывном) с перемешиванием, в котором осуществляется процесс массообмена между фазами с химическими реакциями в объеме фаз. Пусть система характеризуется наличием стабилизирующих поверхностноактивных веществ (ПАВ) и масштаб турбулентных пульсаций в несущей (сплошной) фазе много больше среднего размера включений (капель или пузырей в жидкости). При этом можно предположить, что одиночный элемент дисперсной фазы полностью переносится вихрями несущей фазы и его движением относительно [c.163]

После такой замены правая часть (4.25) не будет зависеть от радиуса частиц. Поскольку долю заполнения поверхности капли деэмульгатором можно принять за степень разрушения бронирующей оболочки на ней, получаем, что скорость относительного разрушения бронирующих оболочек одинакова для всех капель, независимо от их размеров. Здесь следует еще раз отметить, что мы рассматриваем капли с размерами во много раз меньшими внутреннего масштаба турбулентности. [c.71]

Из этого неравенства видно, что должны существовать капли с минимальным критическим размером, которые уже не будут дробиться при данной турбулизации потока причем этот минимальный размер не больше внутреннего масштаба турбулентности. Значение Яо может служить грубой оценкой для критического диаметра капель, дробящихся в турбулентном потоке. [c.77]

В данном случае, в отличие от молекулярной диффузии, не является физической константой и зависит от гидродинамических условий, определяемых в основном скоростью и масштабами турбулентности потока. Непосредственно у поверхности стенки трубы конвективный перенос из-за турбулентности потока сильно замедляется и в диффузионном подслое перемещение частиц возможно лишь за счет броуновского движения, являющегося следствием теплового движения. Направленное движение частиц за счет диффузии будет наблюдаться при разности их концентраций в различных точках системы. При этом среднее значение перемещения частицы в направлении движения за определенное время выражается уравнением Эйнштейна-Смолуховского /34/ [c.59]

Наведенная турбулентная диффузия частиц в масштабах, меньших внутреннего масштаба турбулентности (см. Приложение, раздел 2), при которой подвижность частиц обусловлена влиянием мелкомасштабных затухающих пульсаций, возбуждаемых внешним полем турбулентных пульсаций с размерами, большими Яц. [c.90]

Записывая интеграл в показателе экспоненты как произведение времени смеш ия на среднюю (за это время) величину межфазной поверхности 5, можно из (6.49) оценить время смешения, которое необходимо для достижения заданного отношения п (ш, О/По. Учитывая связь характерного масштаба турбулентности с удельной диссипацией энергии о (см. Приложение, раздел 1), это время можно записать в виде [c.123]

Поведение диспергированных частиц в турбулентном потоке жидкости в значительной степени определяется их концентрацией и отношением размера частиц к внутреннему масштабу турбулентности. При высокой концентрации частиц вследствие их взаимодействия и дополнительной диссипации энергии, обусловленной относительным движением частиц и жидкости, турбулентность подавляется. В предельном случае — при приближении концентрации частиц к их концентрации при плотной упаковке — турбулентность может даже полностью выродиться, или, как говорят, вымерзнуть . [c.180]

По смыслу определения число Рейнольдса равно отношению сил инерции к вязким силам. Поскольку для вихрей масштаба Х эти силы уравновешиваются, число Рейнольдса для них будет примерно равно единице. Следовательно, приравнивая правую часть (П. 1.1) единице, можно выразить порядок величины внутреннего масштаба турбулентности в виде [c.177]

Период пульсации размера к< д не зависит от общего масштаба турбулентного движения и по порядку величины равен [82] [c.178]

Рис. П. 1.2. Зависимость внутреннего масштаба турбулентности от удельной

Удельная диссипация энергии является определяющим параметром для внутреннего масштаба турбулентности [см. (П. 1.5)]. Для оценки порядка ее величины в транспортных трубопроводах на рис. П. 1.2 приведена зависимость от при различных значениях V, рассчитанных по (П. 1.5). Из рис. П. 1.2 видно, что порядок величины в широком диапазоне изменения и V исчисляется сотнями микрон, что значительно превышает размеры капель мелкодисперсной составляющей водонефтяной эмульсии, которые исчисляются единицами и десятками микрон. [c.179]

Интенсивность перемешивания в потоке зависит от спектра масштабов турбулентности и от скорости турбулентных пульсаций. При вдувании газа в пористую среду (плотный слой) непосредственно в месте ввода кинетическая энергия превращается в потенциальную, скорость падает и резко возрастает статическое давление. Поток раздробляется на мельчайшие струйки с низкими скоростями пульсаций и мелкими масштабами турбулентности или даже движение становится ламинарным. Струйки движутся в слое по линиям наименьшего сопротивления, слабо перемешиваясь между собой. Поэтому, если газ и воздух подводятся в слой раздельно, горение получается растянутым и несовершенным. Углеводородные фракции топлива разлагаются с выделением сажистого углерода в порах слоя, засоряя его. Полученные в лабораторных условиях экспериментальные данные о распределении статических давлений в слое при сосредоточенной подаче газа в нижние горизонты слоя по его [c.120]

Моде.ш, в которых используется уравнение для на. пряжений. В этих моделях уравнения в частных производных используются для описания всех компонентов тензора турбулентных напряжений. Примером может служить модель, разработанная в [118], которая включает уравнения в частных производных для компонентов осредненной скорости и(х, у), v(x, у), касательного напряжения т х, у), турбулентной кинетической энергии к х, у) и линейного масштаба турбулентности L(x, у). [c.119]

Количество подсасываемого первичного воздуха оказывает влияние на качество пламени недостаток его приводит к образованию мягкого светящегося диффузионного пламени высокая степень подсоса вызывает шум, повышает масштаб турбулентности, делает пламя более острым и жестким. Расход газа варьируется в весьма широких пределах, что позволяет изменять длину пламени. Для большинства газов диапазон регулируемости (особенно для модифицированных горелок Бунзена) может меняться от 10 до 15. [c.102]

При более высоких значениях числа - Рейнольдса, т. е. при условиях движения, свойственных более крупным частицам, последние в меньшей степени увлекаются турбулентными пульсациями, возрастает разность скоростей между газом-носителем и частицами, уменьщается толщина пограничного слоя. Влияние интенсивности турбулентности больше тогда, когда меньше разность скоростей газа-носителя и частицы, т. е. для мелких частиц, диаметр которых меньше масштаба турбулентности. [c.192]

Помимо интенсивности /,. другими важными характеристиками турбулентного движения являются масштаб турбулентности и турбулентная вязкость. [c.46]

Чем ближе друг к другу находятся две частицы жидкости в турбулентном потоке, тем более близки их истинные (мгновенные) скорости. В тоже время у достаточно удаленных одна от другой частиц совсем нет связи между колебаниями, или пульсациями, их скоростей. Достаточно близко расположенные частицы, движущиеся совместно, можно считать принадлежащими к некоторой единой совокупности, называемой обычно вихрем. Размер таких вихрей, или глубина их проникания до разрушения, которая приближенно может быть отождествлена с расстоянием между двумя ближайшими частицами, уже не принадлежащими к одному вихрю, зависит от степени развития турбулентности в потоке, или ее масштаба, и поэтому носит название масштаба турбулентности. [c.46]

Коэффициент Вд выражается в тех же единицах, что и коэффициент молекулярной диффузии О, т. е. в м сек. Однако в отличие от О коэффициент турбулентной диффузии Ед пе является физической константой он зависит от гидродинамических условий, определяемых в основном скоростью потока и масштабом турбулентности. [c.392]

Турбулентные возмущающие пульсации, накладывающиеся на основной поток, вызываются взаимодействием потока со стенками канала или с помещенными в поток посторонними телами, а также какими-либо физическими или химическими процессами горением, взрывами и т. п. При низких числах Рейнольдса наблюдаются пульсации крупных масштабов, турбулентные скорости существенно меняются только на больших расстояниях. Под масштабом движения как раз и понимается порядок длины, на котором происходит существенное изменение скорости. Частоты крупномасштабных пульсаций низкие. С повышением чисел Рейнольдса наряду с крупномасштабными пульсациями появляются и высокочастотные мелкомасштабные пульсации. Пространственная протяженность крупномасштабных пульсаций, их масштаб, имеет порядок определяющих размеров системы диаметра или ширины канала, характерного размера обтекаемого потоком тела (для турбулентности вблизи него), расстояния [c.78]

Рассмотрение процесса с чисто физической точки зрения приводит к выводам, что скорость турбулентного пламени Ут определяется не масштабом турбулентности и значением числа Рейнольдса, а величиной пульсационной составляющей скорости потока. Существенно то, что при большой степени турбулентности потока Ут не зависит от горючих свойств газовой смеси, которые определяют нормальную скорость распространения пламени Этот результат является следствием рассмотрения процесса только с чисто физической точки зрения. При больших а выброс языков фронта пламени настолько значителен, а поверхность пламени так велика, что сгорание газа, попавшего в зону горения, должно происходить очень быстро и практически не должно зависеть от нормальной скорости горения и , а следовательно, и не тормозить выброс новых языков пламени. При экспериментальной оценке От зависит от [c.166]

Понимая, что теория проницания в своем первоначальном виде непригодна для описания массообмена при турбулентном движении фаз, Коларж [29, 30] предпринял попытку связать время контакта т с характеристическими параметрами турбулентности в потоке, обтекающем твердую поверхность. Основной постулат теории Коларжа состоит в допущении, что перенос массы и тепла с твердой поверхности в объем лимитируется сопротивлением турбулентных пульсаций масштаба Яо, равного внутреннему масштабу турбулентности (т. е. такому критическому размеру турбулентных пульсаций, при котором начинают сказываться вязкие силы). Если предположить, что турбулентные вихри масштаба вплотную подходят к стенке и что перенос внутри таких вихрей осуществляться посредством нестационарной молекулярной диффузии, то для коэффициента массоотдачи получится выражение [c.175]

В своей более ранней работе [29] Коларж принимал, что внутренний масштаб турбулентности Хо вблизи стенки такой же, как в ядре потока, т. е. >-0 = /Ре /1, где — характерный размер системы (например, диаметр трубки), Ре — число Рейнольдса всего потока. В дальнейшем [30] он учел неизотропный характер турбулентности вблизи степкн и нашел следующую полуэмпирическую формулу для вычисления Хо [c.175]

И решалась в предположении о линейно.м распределении скорости в вязком подслое, Таким образом, была использована физическая гипотеза о затухании невзаимодействующих вихрей в ламинарном плоско-параллельном, стационарном, безградиеитном теченш (эта гипотеза является, по-видимому, хорошим приближением к действительности непосредственно вблизи стенки). Проведенное теоретическое рассмотрение показало, что структура турбулентности в вязком подслое определяется крупномасштабными вихрями, сильно вытянутыми в продольном направлении. Эти вихри двигаются со скоростью, значительно превышающей локальные скорости в вязком подслое и составляющей примерно полов1шу скорости на внешнем крае пограничного слоя (или на оси, если рассматривается течение в трубе). Этому способствуют и напряжения Рейнольдса, которые затухают пропорционально третьей степени расстояния от стенки. Вычисления показали также, что поперечный интегральный масштаб вихрей в подслое соизмерим с толщиной вязкого подслоя, в то время как продольный интегральный масштаб турбулентности в подслое почти на два порядка больше. Этот факт указывает на важную роль трехмерности пульсационного движения в пределах вязкого подслоя. [c.180]

При рассмотрении влияния турбулентности потока на скорость сгорания учитывают масштаб турбулентности I, коэффициент турбулентного обмена -е и пульсационную скорость V. Масштаб турбулентности или путь перемешивания отождествляется с объемом газа, в котором в данный отрезок времени все частицы обладают одинаковой скоростью движения. Величину I можно также интерпретировать как средний диаметр вихря. Коэффициент турбулентного обмена является своего рода эффективным коэффициентом диффузии. Отдельные объемы газа кроме средней скорости потока обладают неупорядоченными, быстро меняюшимися дополнитель-ными скоростями V (пуль- I сационными скоростями). [c.165]

Следует осторожно говорить о турбулентности ожижающего агента, особенно для плотной псевдоожиженной фазы, где масштаб турбулентности совпадает с размером частиц, точнее — просветов между чa тш aми. — Прим. ред. [c.380]

И — высота, м Л — ширина вихревого слоя, м к (х) — импульсная переходная характеристика динамической системы / — интепснвпость или напряжение вихревых трубок / —момент инерции ядра вихря, кГ-м / — интеисивность турбулентности К — осредненный пульсацпониый вектор /<д — кинетическая энергия потока, кГ-л1 Ь—расход жидкости, кГ ч т — масштаб турбулентности, м [c.87]

Этот процесс продолжается до тех пор, пока для вновь образовавшихся вихрей диссипируемая ими энергия не будет примерно равна их кинетической энергии. Подобные вихри постепенно затухают, расходуя всю свою энергию на преодоление вязкого трения, т. е. превращая ее в тепло. Размер такого минимального гипотетического вихря назы-. вается внутренним масштабом турбулентности и обозначается Если турбулентный вихрь представить как некоторое локализфванное за счет его движения образование жидкости сферической формы, а масштаб вихря принять за диаметр этого шарика , то для вихря масштаба X можно ввести понятие числа Рейнольдса по аналогии с этим числом для движущейся сферы [c.177]

При малой концентрации частиц, когда их взаимодействием можно пренебречь, поведение каждой из частиц можно рассматривать как если бы в турбулентном потоке она была единственной. Если при этом частицы крупные, по сравнению с внутренним масштабом турбулентности, то они будут увлекаться в основном только крупномасштабными пульсациями. Если же частицы меньше Яо, что характерно для рассматриваемых нами задач, то основное лияние на их движение будут оказывать пульсации порядка внутреннего масштаба турбулентности. Увлекаемые этими пульсациями капли дисперсной фазы движутся вместе с ними. При этом вследствие неполного увлечения возникает относительное движение капель и жидкости. Для определения закономерностей этого относительного движения мы будем исходить из уравнения медленного относительного движения сферической частицы, выведенного Бассэ, Буссинеском и Озееном для случая покоящейся жидкости и обобщенного Ченом для случая жидкости, движущейся с переменной скоростью [153] [c.180]

Корсин и Ламли показали, что второй член в правой части урав- нения (П.2.1) должен быть изменен, если это уравнение применять к турбулентному движению жидкости, при котором скорость жидкости зависит от времени и пространства. Для нас эта поправка несущественна, так как мы будем рассматривать движение частиц только за период одной пульсации с характерным размером порядка внутреннего масштаба турбулентности. [c.181]

Поскольку нас интересуют только капли с размерами гораздо меньшими внутреннего масштаба турбулентности, можно считать, что основное влияние на относительное движение дисперсной частицы оказывают пульсации порядка внутреннего масштаба турбулентности Хд. От ннтегро-дифференциального уравнения (П.2.2) можно перейти к обыкновенному дифференциальному уравнению, если воспользоваться соотношением для решения интегрального уравнения Абеля, которое можно записать в виде [154] [c.181]

Согласно теории турбулентности [116], в общем случае коэф-4 ициент перемешивания зависит от скорости элементов жидкости и масштаба турбулентных пульсаций. В пенном слое за величину, характеризующую скорость элементов жидкости, можно принять линейную скорость жидкости а за максимальный масштаб пульсаций — высоту газожидкостного слод (высоту пены) Я. [c.160]

Модели с двумя уравнениями. В этих шдeляx для описания х(х, у) и линейного масштаба турбулентности 1(х, у) используются два уравиения в частных производных. Уравнение для т (х, у) получается по-прежнему из уравнения турбулентной кииетической энергии (yfe-урав-нение), 1 х, у) определяется на основе уравнения для изотропной диссипации г. Это уравнение можно получить из уравнений Навье — Стокса, дифференцируя, перемножая и осредияя их соответствующим образом. Такие модели называются иногда моделями k — к-уравнени1 . Их детальное описание можно найти в [115, 121]. [c.119]

Скорости этих перемещений и т. Вследствие неустойчивости пульсации первого порядка на них накладываются пульсации второго порядка, имеющие масштаб X" < X, и пульсационные скорости и" < и. Такой процесс последовательного измельчения пульсаций происходит до тех пор, пока для пульсаций некоторого порядка I число Не,- = A,oM, /v не окажется достаточно малым, чтобы ощутимое влияние вязкости жидкости предупреждало образование пульсаций I + 1 порядка. Величина называется внутренним (минимальным) масштабом турбулентности. Число Не,-для внутреннего масштаба имеет порядок единицы. При этих значениях Йе энергия мелкомасштабных турбулентных пульсаций благодаря вязкости диссипируется в тепловую. Хотя энергия диссипации и обусловливается в конечном итоге вязкостью жидкости, ее величину Е характеризуют крупномасштабные пульсации. В частности, она равна потере энергии самых крупномасштабных движений на создание движений меньшего масштаба. Учитывая это, а также ничтожную роль вязкости, можно считать, что основными параметрами, характеризующими свойства турбулентного потока жидкости, являются ее плотность р и энергия диссипации Е. В соответствии с этим скорость турбулентных пульсаций по закону Колмогорова—Обухова , [c.58]

Топочные процессы (1951) -- [ c.72 ]

Свободноконвективные течения, тепло- и массообмен Кн.2 (1991) -- [ c.75 , c.76 ]

Диффузия и теплопередача в химической кинетике (1987) -- [ c.28 ]

Массопередача при ректификации и абсорбции многокомпонентных смесей (1975) -- [ c.47 ]

Очистка воды коагулянтами (1977) -- [ c.136 ]

Свободноконвективные течения тепло- и массообмен Т2 (1991) -- [ c.75 , c.76 ]

Основные процессы и аппараты Изд10 (2004) -- [ c.46 ]

Экстрагирование из твердых материалов (1983) -- [ c.78 ]

Гидромеханические процессы химической технологии Издание 3 (1982) -- [ c.57 ]

Процессы и аппараты химической промышленности (1989) -- [ c.33 ]

Явления переноса (1974) -- [ c.164 ]

Жидкостные экстракторы (1982) -- [ c.51 , c.52 ]

Диффузия и теплопередача в химической кинетике Издание 2 (1967) -- [ c.28 ]

Горение Физические и химические аспекты моделирование эксперименты образование загрязняющих веществ (2006) -- [ c.213 ]

Основные процессы и аппараты химической технологии Издание 8 (1971) -- [ c.48 ]

Теплопередача Издание 3 (1975) -- [ c.148 ]

Русловые процессы и динамика речных потоков на урбанизированных территориях (1989) -- [ c.40 , c.52 ]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология