Распределение скоростей и градиентов скорости

Распределение скоростей, градиентов скорости и кажущихся продольных вязкостей по длине пути формования показано на рис. 16.3. [c.231]

Распределение скоростей, градиентов скорости и кажущейся продольной вязкости при термическом вытягивании можно проследить по рис. 18.2. Эти величины близки к показателям, полученным при исследовании других видов химических волокон. [c.246]

Распределение скоростей, градиентов скорости и кажущейся вязкости при термическом вытягивании в реальных условиях непрерывного процесса изучено только на примере поливинилспиртовых волокон [19, 23]. Полученные результаты приведены на рис. 13.7 и в табл. 13.1. [c.244]

I > / > й ип, и выделим в потоке области двух типов такие, что К(/) < 1 в областях первого типа и К( /) > 1 в областях второго типа. Если бы статистические характеристики мелкомасштабной части спектра турбулентности обладали обычными свойствами (например, распределение вероятностей градиента скорости близко к нормальному), то при К > 1 области первого типа практически отсутствовали бы. Этот случай, однако, нехарактерен Ш1я турбулентности при очень больших числах Рейнольдса. Как указывалось в главах 1 и 4, распределение вероятностей модуля разности скоростей близко к логарифмически нормальному, т.е. в потоке весьма вероятны мелкомасштабные пульсации с очень большой и очень малой амплитудой. Следовательно, даже при К > 1 в потоке найдутся достаточно протяженные области, в которых энергия турбулентности мала, т.е. К(/ ) < 1. [c.251]

Теплоотдача к теплоносителю при ламинарном режиме течения. Теплоотдача от поверхности к теплоносителю при ламинарном режиме течения осуществляется обычной теплопроводностью. Следовательно, тепловой поток зависит от градиента температуры в радиальном направлении вблизи нагретой стенки. Этот температурный градиент зависит не только от распределения скорости и теплопроводности теплоносителя, но также и от степени его нагрева при прохождении через канал вплоть до рассматриваемой точки. Для таких основных конфигураций, как круглые и прямоугольные каналы, получены аналитические выражения, которые, однако, обычно нельзя решить в явном виде относительно коэффициента теплоотдачи. Их можно решить численно на вычислительных машинах. Полученные коэффициенты теплоотдачи зависят от принятого распределения температур стенки. Типичными являются случаи постоянной температуры стенки, постоянной разности температур между стенкой и основным потоком теплоносителя (равномерный тепловой поток) или линейного изменения температуры стенки в направлении потока. [c.54]

Распределение температур для участка установившегося течения показано на рис. V. 3, а распределение скоростей на входе в канал и на выходе из него — на рис. /.3,6. Распределение скоростей близко к распределению в случае изотермического течения только для условия Тт — Та. В остальных случаях поле скоростей деформируется, и градиент скорости в пристенной зоне оказывается существенно меньшим, чем в случае изотермического течения [7]. [c.175]

Существенно, что равновесное распределение ориентаций эллипсоидов в потоке зависит от геометрии потока . При этом функция т] (8о) — убывающая, но функция X (во) оказывается возрастающей, и ее вид зависит от соотношения между свойствами частиц и градиентом скорости. Этот теоретический результат показывает, что система, реологические свойства которой при сдвиге характеризуются аномалией вязкости (эффективная вязкость уменьшается с возрастанием скорости деформации), может при растяжении вести себя так, что с увеличением градиента скорости продольная вязкость возрастает. [c.414]

Большое влияние иа степень превращения сырья в трубчатых печах оказывает конструкция реакционного змеевика, распределение температурного градиента по длине змеевика и скорость газового потока. Для создания паиболее благоприятных условий протекания реакцин пиролиза температуру по длине змеевика постепенно повышают, а для достижения высоких коэффициентов теплопередачи в змеевиках поддерживают высокие скорости газовых потоков. За рубежом в промышленных условиях для змеевиков обычно применяют трубы диаметром 106 мм. Давление на выходе из змеевика поддерживается от 1,5 до 2,0 ати. [c.44]

ВИДНО ПЗ рис. 4.5, вначале давление возрастает, а затем, достигнув максимального значения, начинает уменьшаться. Следовательно, градиент давления прн переходе через точку рмакс меняет знак. На входе в межвалковый зазор давление меньше, чем в самом зазоре, поэтому масса внутри слоя течет в обратную сторону, вследствие чего между валками возникают два циркуляционных вихря, обеспечивающих перемешивание массы. Эпюра распределения скорости по сечению и траектория движения расплава на входе в валки показаны на рис. 4.5. На выходе из валков градиент давления меняет знак, поэтому скорость поступательного и сдвигового течения складываются. Эпюра скорости приобретает форму трапеции с выпуклостью в средней части. Сдвиговое течение возникает также за счет разности частот вращения валков, т. е. зависит от фрикции. Чем больше фрикция и чем меньше зазор между валками, тем больше скорость сдвига. [c.93]

Записав граничные условия исходя из постулата о радиальном и симметричном потоке, авторы получили численные решения уравнений количества движения и неразрывности для принятых рд, < е, Qs и "т/, рассчитав распределение давлений, порозности, скоростей газа и твердых частиц на подходе к отверстию. Как для двух-, так и для трехмерного потока, как показывает анализ, следует ожидать быстрого падения порозности и крутого градиента давления в области О < г/г,, < 1. Однако, опыты с песком (100 мкм) и стеклянными сферами (500 мкм) в двухмерных слоях высотой 2,5 м, шириной 61 см, и толщиной 1,27 см обнаружили значительно меньшие изменения параметров, чем это следует из теоретических расчетов. По измеренным давлениям при истечении из горизонтальных щелей высотой 1 см и 2,5 см получены профили, очень сходные с найденными ранее для меньших отверстий (рис. ХУ-5, г) и согласующиеся с допущением о постоянной порозности. Измерения емкостным датчиком показали, что вблизи отверстия порозность слоя, действительно практически постоянна. Авторы объяснили эти расхождения возможной неадекватностью постулата о радиальном и симметричном потоке. Было выявлено существование застойных зон (в некоторой степени они сходны с показанным на рис. ХУ-5, в) и сделано предположение о возможном влиянии сил взаимодействия между частицами на режимы движения. [c.580]

Данный тип пограничного слоя, в отличие от рассматриваемого в разд. V, образуется в электрически проводящем свободном потоке, в котором установилось распределение давления, градиентов скорости и приложенного электрического поля. Этот пограничный слой не следует смешивать с магнитным пограничным слоем толщиной б который представляет собой область вблизи [c.297]

Найти выражение для распределения скорости в пленке, стекающей по вертикальной плоскости, пренебрегая ускорением в пленке. В этом случае нет градиента давления в направлении движения, но существенна массовая сила (сила тяжести). Найти также выражение для толщины пленки через среднюю скорость. [c.128]

Большинство нефтяных и синтетических масел при обычных температурах и давлениях подчиняется закону Ньютона и относится к ньютоновским жидкостям. Вязкость определяет течение жидкости только в ламинарном потоке. При увеличении скорости ламинарный поток завихряется, послойный сдвиг разрушается. Переход от ламинарного к турбулентному потоку определяется критическим значением числа Рейнольдса Ре= = бус /т), где (1 — диаметр трубы или величина зазора. Распределение скоростей в ламинарном и турбулентном потоке заметно различается (рис. 5.12). В первом случае для вязкой жидкости устанавливается параболическое распределение скоростей с ярко выраженным максимумом у оси трубы. При турбулентном режиме скорости по сечению потока за счет его завихрения выравниваются. Отметим, что для пристенного слоя в цилиндрической трубе характерны значительные градиенты скоростей. Критическое значение Ке близко к 2500. Вследствие достаточно высокой вязкости масел и небольшой величины зазоров для смазочных масел, как правило, реализуется ламинарный поток. [c.267]

В работе В.А. Сафонова рассмотрен процесс температурного разделения с позиций молекулярно-кинетической теории, в которой сделана попытка объяснить этот процесс как результат распределения молекул по скоростям под действием радиального градиента давления. Из медленных молекул, подверженных большему отклонению от начального направления движения, формируется осевой поток, понижая температуру газа. Однако этой теорией не объясняются многие газодинамические особенности вихревых труб, например, ухудшенная работа прямоточной трубы по сравнению с противоточной. [c.24]

Распределения скорости и турбулентных характеристик на выходе из колена существенно отличаются от соответствующих распределений в развитом течении в трубе. В связи с формированием новых развитых профилей в трубе за коленом возникают дополнительные потери. На расстоянии, примерно равном 30 диаметрам, устанавливается развитый градиент давления. Однако слабые вторичные течения существуют и вполне наблюдаемы на расстояниях от колена, равных 50—100 диаметрам. В некоторых случаях потери давления почти целиком бывают обусловлены процессом формирования развитого течения в трубе за коленом. [c.131]

Внутренняя плотность источника х > является функцией локальных неоднородностей внутри системы, возникающих из-за неоднородного распределения скоростей, температур, концентраций, химических потенциалов и т. д. Плотности потоков, вызванных градиентами этих величин, представляют внутреннюю плотность источника х( >. [c.62]

Эта формула не учитывает влияния центробежных сил, вызванных искривленностью канала. Как показано выше, теоретическое распределение относительных скоростей по ширине канала в плоскости вращения описывается уравнением (3. 13). Так как величина Аси тем больше, чем больше градиент относительной скорости, то для случая обратно загнутых лопаток (Ра, <90°), где радиус кривизны канала положительный, кривизна лопатки уменьшает градиент скорости, а вместе с ней и величину A . В случае же лопаток, загнутых вперед (Рал > 90°), радиус кривизны лопатки отрицательный и кривизна лопатки увеличивает градиент скорости. Это значит, что при <90° уравнение (3. 27) дает при прочих равных условиях несколько заниженное значение ц. При Ра > > 90° эта формула несколько завышает коэффициент fi. Здесь также не учитывается влияние косого среза канала, который при отсутствии вращения дает отклонение выходящей струи в сторону укороченной стенки. Кроме того, здесь не учитываются толщина лопатки, а также явления, связанные с процессом выравнивания давления на периферии. [c.68]

Напомним, что для неподвижных диффузоров оптимальным эквивалентным углом диффузорности считается 6—8°. Причиной такого резкого отличия между оптимальными значениями 0 для колеса и 0 для неподвижных каналов является резкая неравномерность распределения скоростей по ширине канала в центробежном колесе. В отдельных точках градиенты скорости и соответствующие им градиенты давления могут значительно превышать эти величины, рассчитанные по средним скоростям. [c.147]

На рис. 1.19 дана схема структуры установившегося движения потоков в ВТ с ВЗУ при д = 0,5. Поступая в ВЗУ, сжатый газ движется по сужающимся винтовым каналам, разгоняясь до скоростей порядка звуковых. В этом случае имеются условия для возникновения и сверхзвуковых течений по выпуклой стороне каналов, в первую очередь, за счет значительных поперечных градиентов давления при общем снижении термодинамической температуры за счет непрерывного перераспределения поля скоростей, действия центробежного поля и возникающих вторичных циркуляционных течений и вихрей различного вида по высоте канала происходит и температурное разделение слоев. При этом наиболее низкие термодинамические температуры следует ожидать в средней части слоев. После истечения из каналов ВЗУ газ в виде ленточных спиральных струй движется по цилиндрической поверхности трубы, сохраняя приобретенный характер распределения скорости и температуры по высоте. Центробежное поле создает в области сопловых вводов большие градиенты гидростатического давления в радиальном и меньшие — в осевом направлениях. Нижние и средние слои струй, испытывая различной интенсивности торможение, делают реверс осевой скорости на различном удалении от диафрагмы и образуют охлажденный поток. Нижние слои струй, имеющие относительно средних несколько пониженное давление и повышенную термодинамическую температуру, попадая в области малых давлений за срезом ВЗУ, делают поворот на меньшем удалении от диафрагмы и большем радиусе. [c.49]

При скорости потока и, превышающей критическую скорость начала псевдоожижения ы р слой начинает расширяться, его порозность е и общая высота Н возрастают по сравнению с первоначальными их значениями Eq и для насыпанного слоя. Зерна становятся взвешенными, т. е. сила сопротивления зерна восходящему потоку остается равной весу зерна. Для соблюдения этого равенства зерна расходятся друг от друга и скорость скольжения потока между зернами = и/е растет медленнее расходной скорости и. Соответственно перестраивается и распределение скоростей в поровых каналах между зернами, снижая градиенты скорости у поверхности зерен так, чтобы, несмотря на увеличе- [c.33]

При охлаждении или нагревании трубопровода с жидкостью появляется температурный градиент, который делает вязкость жидкости неодинаковой по сечению потока. Вследствие этого в потоке изменяются сопротивления и распределение скоростей. [c.48]

При турбулентном движении из-за хаотичности движения слоев происходит выравнивание скоростей в ядре потока и их распределение по сечению трубы характеризуется кривой, отличающейся по форме от параболы. Однако и в этом случае вблизи стенки трубы скорость резко снижается и образуется тонкий слой, в котором градиент скорости очень высок и у самой стенки скорость также равна ну/по. Структура потока и профиль концентраций у стенки трубы (по Ландау и Левичу) показаны на рис.2.3. [c.74]

Вторая стадия отложения кокса происходит из паровой фазы за счет диспергированной в ней жидкости. Важным обстоятельством в этом процессе является градиент скоростей з сечении потока у поверхности трубы линейная скорость потока намного меньше, чем в центре. В соответствии с законом Бернулли давление в центре потока (трубы) будет несколько меньше, чем у поверхности трубы. Распределение скоростей при турбулентном режиме течения описывается известным уравнением [41] [c.262]

При тако . схеме подпода потока к коллектору можно было заранее ожидать неравномерное распределение расходов газа по отдельным ответвлениям и неравномерпое распределение скоростей по сечению каждого ответвления, особенно первых. Действительно, при повороте потока в колене 1 поток, отрываясь от внутренней стенки, не может успеть на сравнительно коротком прямом участке (Lib 1,5) за ним полностью выравняться по высоте, и профиль скорости должен получиться с минимальными значениями вверху и максимальными внизу. Последнее должно привести к тому, что через первые ответвления пройдет меньшее количество газа, чем через последние, а градиент скорости по высоте коллектора при входе в боковые ответвления еще больше усилится вследствие поворота потока. Так как наибольшее значение этого градиента должно быть со стороны отрывной зоны, т. е. у верхней стенки коллектора, соответственно максимальная неравномерность потока получится в первом ответвлении. Приведенные в табл. 9.9 данные полностью подтверждают описанное распределение относительных расходов q = <7/90р и скоростей w (где ср — средний по всем ответвлениям расход газа через одно ответвление). [c.250]

Из изложенного очевидно значительное влияние даже небольшого расширения сечения трубы на распределение скоростей. Профиль скорости в диффузоре получается более вытянутым в направлении движения, чем в трубе постоянного сечения, т. е. в центральной части сечения диффузора скорости больше, а вблизи стенок градиент скорости меньше. Для сходящейся трубы (конфузора) структура потока противоположна структуре потока в диффузоре профиль скорости более сплюш,ен, чем в трубе постоянного сечения, а градиент скорости вблизи, стенок соответственно меньше. [c.37]

Типы распределения скоростей материала в его потоке, текущем вдоль твердой поверхности, схематически изображены на рис. 28. Тип 1 характерен для ламинарного потока жидкости. Типы 2 м 3 относятся к пластичным материалам. Для них характерно, что градиент СКО- Стеика. рости сосредоточен в не- //////////////////////////////У// котором слое вблизи обте- каемой поверхности. Чем менее жирен материал (5), тем тоньше этот слой и ближе находится к обтекаемой поверхности — скольжение происходит в Рис. 28. Типы распределения скоростей тонком слое материала, в потоке остальная его масса двигается почти как твердое тело. Именно в этом слое с максимальным градиентом скорости легко возникает разрыв сплошности, материала, он крошится, происходит разуплотнение. Течение материала в нем становится неламинарным. [c.129]

Видно, что решение зависит от параметра АоДо. Распределение скоростей в общем случае не будет иметь параболический вид и профиль скорости будет существенно зависеть от параметра квВо- На рис. 15 приведено распределение скоростей для различных значений параметра коНо Ц — коВп = 0,5 2 — коВо = 1 5—закон Пуазейля), вычисленное для случая движения газовой смеси, вызванного градиентами парциального давления в тонкой трубе, в предположении, что градиент давления для одного газа равен нулю, а для другого газа отличен от нуля. При больших значениях параметра коВо течение двухкомпонентного газа подобно течению Пуазейля. При уменьшении этого параметра происходит расслоение движения различных компонент газа. При значениях этого параметра, меньших единицы, скорости потока разных компонент газа отличаются более чем на порядок. Это явление необходимо учитывать при расчете движения газов в порах катализатора и образования там нового продукта. В настоящее время продолжается изучение других простейших случаев движения газов на основе решений приведенной выше гидродинамической системы уравнений. [c.20]

Результаты расчета распределения скорости в поперечных сечениях факела приведены на рис. 6-12. Из графика видно, что в зоне горения наблюдается значительное увеличение скорости по сравнению со скоростью набегающего потока. Наибольщему приросту скорости отвечает область максимальных градиентов температуры. [c.135]

Член ЛУс в уравнении Джонса—Дола учитывает силу, тормозящую вязкое течение и возникающую при электростатическом взаимодействии растворенных ионов. Это взаимодействие можно вычислить на основании теории сильных электролитов Дебая — Хюккеля [70] (ом. разд. 5.1). В соответствии с этой теорией, одновременное действие сил электростатического притяжения и отталкивания и теплового движения приводит к тому, что каждый ион окружен избыточным числом ионов противоположного знака. Ионное облако вокруг данного покоящегося иона, находящегося в положении равновесия, статистически в среднем имеет сферическую симметрию (рис. 2.14,а). Следовательно, результирующая всех сил, действующая на ион, находящийся в центре ионного облака, будет равна нулю. Однако если жидкость течет и градиент скорости в жидкости, например, постоянен, то ионное облако дефо рмируется (рис. 2.14,б,в). Это можно объяснить тем, что для восстановления формы ионного облака необходимо некоторое время время релаксации). Если распределение скоростей в потоке жидкости будет таким, как на рис. 2.14,6, то ионное облако вокруг положительного иона будет содержать избыточное по сравнению со сферически симметричным число отрицательных ионов в правом верхнем и левом нижнем квадрантах. В двух других квадрантах число ионов будет меньше, чем в случае сферической симметрии. Это приводит к появлению тангенциальной силы, направленной против движения и увеличивающей вязкость. Радиус электростатического взаимодействия между раство- [c.158]

Для определения молекулярного веса ДНК (обзоры — см. наиболее широко используются методы, основанные на определении скорости седиментации макромолекул. Это определение может быть выполнено по различным методикам наиболее широкое распространение в последнее время приобрела методика, основанная на зональном центрифугировании в градиенте плотности сахарозы в препаративной ультрацентрифуге В данном случае распределение веществ по скорости осаждения можно контролировать по радиоактивной метке, что обеспечивает высокую чувствительность с другой стороны, методика практически без изменений может быть применена и для препаративного разделения нуклеиновых кислот. Предложен ряд эмпирических уравнений, связывающих скорость седиментации двухцепочечного комплекса ДНК со значением молекулярного веса определенным независимыми методами. Последнее из этих уравнений охватывает пределы мол. веса 0,2— 130 108. [c.30]

А.гц будет развиваться во времени г с некоторой постоянной скоростью г о = А.ГоД. Разделяя весь слой жидкости на ряд тонких параллельных слоев, находим линейное распределение скоростей этих слоев по оси у верхний слой жидкости, примыкающий к пластинке В, вследствие адгезии, смещается вместо с ней, увлекая за собой нижележащий слой, движущийся с. меньшей скоростью. Этот слой, в свою очередь, увлекает следующий и, с другой стороны, торлюзится им. В итоге внешняя действующая сила Р, приложенная к верхнему слою, уравновешивается силой вязкого сопротивления (внутреннего трения), и течение каждого слоя проходит с постоянной во времени скоростью (установившееся стационарное течение), но убывающей линейно от слоя к слою от наибольшей величины Ьа у пластинки В к у = О у неподвижной пластинки А. Работа внешней силы уравновешивающей установившееся течение, полностью переходит в теплоту. Такое ламинарное, т. е. послойное, течение, при к-ром слои жидкости движутся относительно друг друга без перемешивания (в простейшем случае — однородный сдвиг, рис. 1), характеризуется градиентом скорости С= - = (разность [c.359]

В гл. 5 мы определяли силу сопротивления, используя уравнение баланса количества движения. Задача 5. 3 служит введением в применение этого уравнения к течению в пограничном слое. При применении уравнений сохранения в интегральной форме нужно знать распределение скоростей. Распределение скоростей в турбулентном пограничном слое нельзя найти из уравнений Навье — Стокса, как это было сделано в гл. 12 для ламинарного пограничного слоя. Поэтому чтобы определить силу сопротивления при турбулентном обтекании плоской пластинки мы воспользуемся интегральным уравнением импульса с профилем скорости, имеющим заранее заданную правдоподобную форму. Этот метод опирается на работу Кармана и был использован также Польгау-зеном для течения в пограничном слое при наличии градиента давления [125]. [c.150]

Характер поля скоростей подводимого потока ири данном режиме течения зависит только от форм и геометрических параметров аппаратов и подводящих у частков. Если формы и параметры заданы, то с этой точки зрения безраз шчно, какой технологический процесс происходит в аппарате (в некоторых случаях следует только учесть влияние эффекта температурного градиента). Это очень важно, гак как можно решать вопрос о распределении скоростей и способах вч равнивания их по сечению, а также о выборе схем подводящих и отводящих участков в достаточно обобщенном виде. Результаты теоретических исследований и экспериментов со схематизированными моделями можно распространить на аппараты разнообразного технологического назначения, если только их формы и геометрические параметры, а также условия подвода потока к рабочим элементам или изделиям и соответственно условия отвода потока будут близки к исследованным. [c.10]

Помимо задач выравнивания неоднородных потоков в аппаратах и других различных устройствах, часто возникает необходимость преобра.човать одну форму профиля скорости в другую. Например, в аэродинамических трубах с равномерным (прямолинейным) потоком иногда требуется создать для испытуемой в рабочей части модели Kinie-матически подобную схему полета по кривой траектории. Этого можно достичь [26, 37], во-первых, изогнув особым образом модель и, во-вторых, создав поперек рабочего сечения трубы постоянный градиент скорости. Такое распределение скоростей может быть получено, например, при испытании решетки с переменным по ссчснию сопротивлением (переменной густотой). [c.11]

Как известно, простейшая форма связи теплоотдачи и гидравлического сопротивления, данная в аналогии О. Рейнольдса, выполняется только при соблюдении подобия полей температуры и скорости, когда описываюшие их уравнения движения и энергии одинаковы. Эти условия выполняются при турбулентном теплообмене в плоском пограничном слое без градиента давления при равенстве единице молекулярного и турбулентного чисел Прандтля, когда распределение продольной составляющей скорости и профиля температуры в потоке описываются идентичными уравнениями. Отклонение от этих условий (наличие градиента давления или отличие числа Рг от 1) приводит к нарушению аналогии Рейнольдса. Тем более эта аналогия не выполняется для сетчато-поточных каналов сложной формы, определяющих трехмерную структуру потока. [c.358]

Что касается вопроса о направлении градиента относительной скорости в межлонаточном канале, то из кривых, полученных А. Д. Тарасовым и И. Л. Локшиным, может создаться впечатление, что в реальном колесе характер изменения скоростей противоположен характеру, описываемому уравнениями (3. 13) и (3. 15). Однако при рассмотрении остальных экспериментальных кривых можно убедиться, что полученный этими авторами характер течения в периферийной зоне не отражает явления во всем канале Как явствует из графиков на рис. 3. 13, 3. 16, в областях, доста точно удаленных от периферии, характер изменения относитель ных скоростей на режимах, не очень резко отличающихся от опта мального, качественно согласуется с уравнениями (3. 13) и (3. 15) Вблизи периферии происходят некоторая перестройка потока и изменение характера распределения скоростей в канале. [c.64]

Известно, что в сужающемся прямолинейном канале при дозвуковом энергетически изолированном течении газа происходит снижение термодинамической температуры. В винтовом сужающемся канале из-за значительных поперечных градиентов давления создаются условия для повышения скоростей слоев газа у выпуклой стенки по сравнению со скоростями в слоях газа у вогнутой стенки. Таким образом, в винтовом канале не исключено одновременное течение газа как с дозвуковыми, так и со сверхзвуковыми скоростями. Увеличивающаяся неравномерность распределения скоростей приводит уже в каналах сопловых вводов к температурному разделению потоков с более высокими термодинамическими температурами у вогнутой стенки и наиболее низкими в средней части канала по высоте. При дозвуковом течении газа по всей высоте термодинамическая температура будет понижаться по направлению к выпуклой стенке, при сверхзвуковом течении слои газа у этой стенки должны иметь несколько повышенную температуру, чем средние слои. Описанное распределение термодинамической температуры будет сохраняться и после истечения струй в трубу, при этом будут формироваться охлажденный и нагретый потоки. Нечто подобное будет происходить и в тангенциальных сопловых вводах, и, ближе всего к изложенной картине, — в сопловых вводах с лотковым или улиточным выходом. Некоторым подтверждением температурного разделения в каналах сопловых вводов служат данные В. И. Метенина, который наблюдал температурный эффект разделения в вихревой трубе (Д.т = 30 мм) с одним сопловым улиточным вводом при отношении сторон канала соплового ввода 2 3 (больший размер по [c.37]

Характеристикой бингамовской пластичной жидкости (см. рис. П-74) может служить специфичный профиль поля скоростей Ьри движении в трубе. Для вязких жидкостей, как известно, харак терно прямолинейное распределение касательных напряжений. Наибольшей величины напряжение достигает у стенки (ост)- Как показано на рис. 11-76, только в пределах значений радиуса от Го до Я касательное напряжение а>0о- В этой зоне трубы поток будет ламинарным. В центральной части трубы, в преде лах значений радиуса до Го, касательное напряжение о<Оо, т. е. жидкость не будет обладать текучестью (см. рис. П-74). Таким образом, центральная часть ( ядро ) будет передвигаться как стержень из недеформирующегося твердого тела с постоянной местной ско ростью и в отсутствие градиента скорости. [c.169]

Из общих положений аэродинамики А.А. Вулис показал возникновение в любом вращающемся потоке градиента температуры торможения, зависящего от распределения скоростей. Место приложения крутящего момента определяет характер распределения скоростей. Внутри вращающейся трубы газ образует квазитвер- [c.19]

В тепло-массообменных процессах внешние воздействия должны быть связаны с ускорением переноса энергии и массы. Из физической сущности тепло-массопереноса следует, что интенсификация может идти по пути создания больших градиентов скорости и давления по времени, влияния на конвективный перенос и непосредственно на коэффициенты переноса, а также по пути управления распределением источников воздействия. Когда создание больших градиентов лимитировано свойствами перерабатываемых веществ или технологическими условиями, перспективно физическое воздействие через конвективный тепло-марсоперенос. Существенный вклад может дать управляемое пространственно-временное распределение внутренних источников тепла, генерируемых различными полями или частицами. Наконец, существует возможность влияния непосредственно на коэффициенты переноса, например, утончение пограничных слоев под воздействием колебаний и т.п. [c.6]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология