兩相與多相流動(dòng)力學(xué)

1、2008級研究生課程“多相流動(dòng)力學(xué)“考試復(fù)習(xí)大綱自然界和工業(yè)界中的兩相流主要包括哪幾種？并各舉一例說明之氣液兩相流：相變換熱工質(zhì)；氣固兩相流：沙塵暴；液固兩相流：河流；液液兩相流：石油開采。試說明下列各組概念的物理意思，并用公式建立它們之間的互推關(guān)系：質(zhì)量流量、質(zhì)量流速和質(zhì)量相含率質(zhì)量流量是指單位時(shí)間內(nèi)流過通道總流通截面積的流體質(zhì)量，用W表示；質(zhì)星流速是單位流通截面積上的質(zhì)量流量，用G表示；各相質(zhì)量流量與總質(zhì)量流過之比稱為質(zhì)量相含率或質(zhì)量相分?jǐn)?shù)，用x表示。W = W1 + W2;G = W / A;G1 = W1 / A;G2 = W2 / A;x = Gg / G = Wg / W.容積流量

2、、容積流速和容積相含率容積流量是指單位時(shí)間流過通道總流通截面積的流體容積，用Q表示；容積流速是單位流通截面積上的容積流量，又稱折算速度，是容積流量除以通道總流通面積A， 用J表示；容積相含率是指各相容積流量與總樣積流量之比，用b表示。Q = Q1 + Q2 = W1/p1 + W2/p2J = Q/A = J1 + J22J1 = Q1/A = W1 / (p1 A)J2 = Q；/A = w2 / (p2 A)b = Qg / Q = x/x + (1 - x)pg / pi各相真實(shí)流速各相容積流量除以流動(dòng)中各相各自所占流通截面積即為各相的真實(shí)流速。v, = Q, / A.真實(shí)相含率或截面相

3、含率某相的流動(dòng)在任意流通截面上所占通道截面積與總的流通截面積之比稱作該相的真實(shí)相含率 或截面相含率，用a表示。a = Ag / A滑動(dòng)比、滑移速度、飄移速度和飄移流率兩相流中各相真實(shí)速度的比值稱為滑動(dòng)比。S = vg / *滑移速度是指兩相流各相真實(shí)速度的差，用vs表示v = v - v = Jg / a - J / (1 - a)漂移速度是指輕相(如氣相)速度與兩相混合物平均速度vH之差，用vD表示vD = v - vH漂移流率是指滑移速度vs兩邊乘以通分后的分母項(xiàng)，消去分母后的等式，用jD表示，有jD = (vg - vi)a(1-a) = Jg(1 - a) - Ji a什么是物質(zhì)的“相

4、”？從宏觀上看，物質(zhì)的相的性質(zhì)特點(diǎn)是什么？相同成分及相同物理化學(xué)性質(zhì)的均勻物質(zhì)部分稱為相。固相具有穩(wěn)定的外形；液相保持與容器形狀相同并使表面積盡可能?。粴庀嗄艹錆M它能占據(jù) 的整個(gè)空間4給出水平管內(nèi)氣/水兩相流中可能出現(xiàn)的幾種流型的定義。試分析環(huán)狀流轉(zhuǎn)變的機(jī)理及影響因素。 水平管內(nèi)氣/水兩相流型大致可分為層流、波狀流、柱塞狀流、彈狀流、彈狀環(huán)狀流和分散泡狀流 等六種流型。層流：當(dāng)氣液兩相的流量均小時(shí)，氣液兩相分開流動(dòng)，兩相之間存在一平滑的分界面，此時(shí)的流型 成為分層流型。波狀流：當(dāng)氣相流量較高時(shí)，兩相分界面上出現(xiàn)流動(dòng)波，此時(shí)稱為波狀流型。柱塞狀流：隨著流體中氣體含量的增加水平管中的氣泡會(huì)結(jié)合一起

5、形成斷斷續(xù)續(xù)的氣塞這種流動(dòng)形 式稱為柱塞狀流。彈狀流：氣彈狀流型由一系列氣彈組成。氣彈端部呈球形而尾部是平的。在兩氣彈之間夾有小氣泡 而氣彈與管壁之間存在液膜。彈狀環(huán)狀流：介于彈狀流和環(huán)狀流之間的一種過渡流型。分散泡狀流：氣體的質(zhì)量分?jǐn)?shù)較低時(shí)，流動(dòng)液相中形成氣泡分散于水平管道中，此時(shí)形成的流型稱 為分散泡狀流。5什么是相界面？并舉例說明什么是界面現(xiàn)象。相界面：是指將兩種不同相的物質(zhì)分隔開的區(qū)域，再次區(qū)域內(nèi)的物質(zhì)的特征和性質(zhì)不同于相鄰的區(qū) 域。界面現(xiàn)象：是指與相界面上的動(dòng)量、能量和質(zhì)量傳遞相關(guān)的所有效應(yīng)。例如，沸騰和凝結(jié)過程界面上發(fā)生的變化、泡沫的穩(wěn)定性、湖面的波度、鏡體表面的汽水霧罩等現(xiàn) 象都

6、屬于界面現(xiàn)象。6什么是界面濃度？它與什么現(xiàn)象或因素有關(guān)。常用的界面濃度測量技術(shù)有哪些？并比較這些測量 技術(shù)的優(yōu)缺點(diǎn)。界面濃度：（p158）單位體積內(nèi)的界面面積，表征了一階幾何效應(yīng)。與兩相流流場的結(jié)構(gòu)有關(guān)。測量技術(shù)：主要分為接觸測量和非接觸測量兩類。接觸測量主要采用探針技術(shù)，非接觸測量主要采用攝影技術(shù)。（P168）探針技術(shù)優(yōu)點(diǎn)：精度較高、測量系統(tǒng)簡單。缺點(diǎn)：一；采用探針方法存在一些缺點(diǎn)，如容易忽略小氣泡、影響流場等,而且采用雙頭探針時(shí)，還需要滿足氣泡是球形或固定形狀的 橢球形的條件及其它假設(shè)。這對于直管中的細(xì)泡狀流是適用的， 但對于彎管中的兩相流等其它一些有較為強(qiáng)烈的二次流的情況， 顯然是不適用

7、的，對彈狀流或塞狀流等氣泡形狀不規(guī)則的流動(dòng)也 不適用。為解決此問題,Tom頃1999年）采用了一種立 體圖像處理方法（SIM）來測量彎頭處的界面面積濃度及其它一些 界面參數(shù)。攝影技術(shù)：攝影技術(shù)直觀簡明，但其應(yīng)用僅限于低氣量的情況，而且?guī)в幸欢ǖ闹饔^性。給出連續(xù)波與動(dòng)力波的定義，以及這兩種波動(dòng)的的特征。試分析激波反射前后的壓力變化。連續(xù)波：連續(xù)波是一種準(zhǔn)穩(wěn)態(tài)現(xiàn)象，一個(gè)定常狀態(tài)的值簡單地傳播到另一個(gè)定常值之中，不存在慣 性力或動(dòng)量的動(dòng)力作用。每當(dāng)發(fā)生這種現(xiàn)象時(shí)，流率和波度之間就存在一種確定的關(guān)系。動(dòng)力波：動(dòng)力波是與力的作用的存在有關(guān)，這些力是由于濃度梯度使介質(zhì)加速地通過波而產(chǎn)生的。激波反射前后的壓

8、力變化：（P196-198）有一正激波在靜止流體中自左向右傳播，但在右側(cè)有一剛性 壁面如圖4-63）所示a當(dāng)激波傳播到壁面!I寸，將會(huì)產(chǎn)生怎樣的 現(xiàn)象,這就是F面要討論的問題.由上段可知，激波通過后的流體伴隨誨度為Vf,當(dāng)激波!與 壁面相遇時(shí)，壁面左側(cè)整個(gè)流體的速度都為當(dāng)點(diǎn)此時(shí)若壁面也以 速度向右運(yùn)動(dòng)，則整個(gè)流體與壁面以速度Vz向右運(yùn)動(dòng)，此時(shí)相當(dāng)于激波被壁面吸收c若此時(shí)壁面突然固定，則壁面與左側(cè)流 體間存在相對速度匕,相當(dāng)于壁面以速度為Vf向左推動(dòng)左側(cè)流 體，從而產(chǎn)生一個(gè)向左傳播的激波U,如圖4-6（b）所示。這就是 所謂的激波在冏壁上的反射：由上述分析可知，在入射波到達(dá)前 的區(qū)中,流體速度為

9、零:在反射波通過后的區(qū)域中，流體速度 也是零。而區(qū)域的狀態(tài)就是區(qū)域中的狀態(tài)，并U Vi - V2 = 1。，。一/，= V）,故有U - U? =- 嶼，（4-39）由此，可以建立反射波前、后的壓比/&與入射波前、后壓比 pm之間的關(guān)系。從連續(xù)方程式（4 - 10）和動(dòng)量方程式（4 T 1）可得/2- Pi = pi Vi - p2Vl=汽M，pi -肩巧如=（ - 土） （*尸即 ApV）2 = Y yv從連續(xù)方程和動(dòng)量方程又可以得到1- pv將這兩式合并，消去pV可得- v2 =；（p2 - P1）（7 一 !）（4-40）Pl P2將此式用于入射波與反射波,并利用條件式（4 -39）可以

10、得到（上-1）（ 一 ：）=（如一 Pi）（ 一 土） P P2P P2由于“2”狀態(tài)與“ I ”狀態(tài)相同，因此上式可寫成（如-們）侑- ）=（眼-”嶗-志）（4-41）由激波的雨頁紐公式（4 - 15）知(4-42)i = 墮-fp2 （y - 11 Pi + （y - i 璀2(4-43)&i例，y + 1）/2 十（y 1）Ptpx催 + 房 + 2（y lppz）由此可見,& = 0是這個(gè)方程的一個(gè)解，但它無意義，即相當(dāng)于 無激波的情況。上式消去（Pi -P,）之后可得反射波前%后的壓比 /如（或仞/如）與入射波前、后的壓比pX/p2之間的關(guān)系式(4-44)P? _ （：2, - 1）

11、 - （ - 1 ）處/g P2 一 （7 1）+ （旦 + 1）。/為若入射波/的強(qiáng)度極大，即扒/J則由上式司得 力._ 3rl、.Pl - y _ P2若入射波/的強(qiáng)度極弱，即仇。廠1,則由式（4- 38）得Pl = Pz或若，M,-如=整一 Pi也即入射波前、后的壓力差與反射波前、后的壓力差相等.請定量分析氣體通過銳孔射入無限大的液體 形成噴射錐時(shí)，必然會(huì)有液體夾帶的這一現(xiàn) 象。答：首先應(yīng)該說一下，氣體通過銳孔這個(gè)模 型：如圖所示，液體的下方有一排銳孔，當(dāng)氣體 從銳孔射入到上方的液體中時(shí)，形成如圖所示的 噴射錐（圖中白色部分），下面我們對這個(gè)噴射 錐作動(dòng)力學(xué)的分析。（縱軸是x）。沿氣體流

12、線上的伯努利方程是：p V 2(x)一 + p(x) = C1 (1)P g是氣體密度，譏尤)是X處的氣體的速度，pg 3)是x處的氣體靜壓強(qiáng)。同樣，靜止液體的伯努利方程是：pf (x) +P fgx = c2 . (2)要求在任意x位置，流動(dòng)的氣體和液體要處于動(dòng)態(tài)平衡，故在無液體或氣體的橫向運(yùn)動(dòng)時(shí)，在每單b元的相界面上的壓力和表面張力必須達(dá)到平衡，即：pg (x) = pf (x)- 麗(3)b是表面張力，R(x)是x處的液錐的當(dāng)量半徑。由上面的三式可得：V 2( x)b(4)c - p = c - p gx1 g 22 建R( x)假設(shè)在x =氣處上式成立，那么在x為其他值時(shí)，上式是否仍然

13、成立呢？先看當(dāng)x x時(shí)，當(dāng)氣體離開銳孔后，V(x)隨著離開銳孔的距離的增加而減小。這時(shí)，氣體射流的 1總截面積將隨X的增加而增大，故R(x)減小，此時(shí)(4)式將不再成立。所以在x 氣時(shí)，平衡條 件將不再滿足，對于x 氣可以得到同樣的分析結(jié)果。因此當(dāng)氣體射流在某一位置是平衡的，那么 在其他位置都不平衡，這種氣體射流一液錐系統(tǒng)就不可能保持，其結(jié)果必然發(fā)生破壞。這意味著必 然有液體的破碎和夾帶。試說明在垂直上升管的氣液兩相泡狀流流動(dòng)型態(tài)下，細(xì)小氣泡為什么具有向管道中心聚集的趨 勢？并給出單個(gè)氣泡的受力分析和表達(dá)式。橫向速度梯度使氣泡兩邊相對速度不同，引起氣泡旋轉(zhuǎn)。低雷諾數(shù)時(shí)，使氣泡相對速度較高的 一

14、邊的流體速度增加，壓強(qiáng)減小，另一邊的流體速度減小，壓強(qiáng)增加，結(jié)果使氣泡向流體速度較高 的一邊運(yùn)動(dòng)，從而使氣泡趨于移向管道中心。均相模型、分相模型和漂移模型各有什么特點(diǎn)？適用于什么場合？均相流動(dòng)模型：把氣液兩相混合物看作是一種均勻介質(zhì)，相間沒有相對速度，流動(dòng)參數(shù)取 兩相相應(yīng)參數(shù)的平均值。在此基礎(chǔ)上，可將兩相流視為具有平均流體特性的單相流對待。特點(diǎn)：(1)兩相間處于熱力學(xué)平衡狀態(tài)，即兩相具有相同的溫度并且都處于飽和狀態(tài)；(2)氣液兩相的流速相等，即為均勻流。適合場合：因?yàn)榫嗄Ｐ图僭O(shè)兩相之間沒有速度差異。 當(dāng)質(zhì)量流速較小時(shí)，浮力效應(yīng)顯著，引起兩相速度之間相當(dāng)大的差異；而質(zhì)量流速較大時(shí)，液相湍 動(dòng)的

15、結(jié)果使得兩相的混合更加均勻，因此質(zhì)量流速增大時(shí)偏差減小，計(jì)算結(jié)果更接近于實(shí)際的情況。分相流動(dòng)模型是將氣、液兩相都當(dāng)作連續(xù)流體分別來處理，并考慮了兩相之間的相互作用，。 其基本假設(shè)是：(1)兩相間保持熱力學(xué)平衡；(2)氣液兩相的速度為常量，但不一定相等。假定氣液兩相都以一定的平均速度在流道中流動(dòng)。分 相流動(dòng)模型在一定程度上考慮了兩相間的相互作用，計(jì)算結(jié)果比均相模型理想。當(dāng)兩相平均流動(dòng)速 度相等時(shí)，分相流動(dòng)即可轉(zhuǎn)化為均相模型。因此可將均相模型視為分相模型的一個(gè)特殊情況。分相 流動(dòng)模型適用于兩相間存在微弱耦合的場合，如分層流和環(huán)狀流。漂移模型：這一模型主要是由Zuber等人提出。它是在熱力學(xué)平衡的假

16、設(shè)下，建立在兩相 平均速度場基礎(chǔ)上的一種模型。漂移模型提出了一個(gè)漂移速度的概念，當(dāng)兩相流以某一混合速度流 動(dòng)時(shí)，氣相相對于這個(gè)混合速度有一個(gè)漂移速度，液體則有一個(gè)反向的漂移速度以保持流動(dòng)的連續(xù) 性。在守恒方程組中將相間相對速度以漂移速度來考慮，通過附加的氣相連續(xù)方程來描寫氣液兩相 流動(dòng)。漂移模型具有較普遍的適用性，在某些場合，例如彈狀流時(shí)使用這個(gè)模型酌結(jié)果相當(dāng)好。什么叫臨界流量？給出臨界流的定義，并說明它與兩相流中聲速的關(guān)系，同時(shí)分析影響兩相流 聲速的主要因素。臨界流量則是指管道上游條件不變時(shí)，降低下游壓力流體所能達(dá)到的最大流量。臨界流量的大 小是由出口上游的工況決定的。擁有臨界流量的流動(dòng)稱為

17、臨界流，也稱為壅塞流或聲速流。在單相介質(zhì)中、聲速和臨界流速是相同的，但在兩相流中情況卻比較復(fù)雜，這主要是因?yàn)?兩相混合物在壓力作用下會(huì)產(chǎn)生相變。聲速?zèng)Q定于聲波經(jīng)過時(shí)流體內(nèi)的空泡數(shù)量，而空泡的數(shù)量又 決定于兩相流體在聲波經(jīng)過的瞬間對壓力擾動(dòng)的響應(yīng)特性；另一方面，臨界流量卻又是由波前之后 的流體聲速所決定的，這時(shí)流體的狀態(tài)與汽泡形成的延遲時(shí)間有關(guān)，與聲波經(jīng)過瞬間的流體狀態(tài)是 不同的。此外，盡管臨界流速對應(yīng)于臨界截面處的聲速，但是由于在兩相流中汽、液兩相的速度是 不相等的，所以為求得臨界流速，耍找出等效的條件。流體顆粒系統(tǒng)的流動(dòng)狀態(tài)有哪幾種？多孔介質(zhì)流態(tài)流體(氣體和流體)在壓力驅(qū)動(dòng)下流經(jīng)填得很緊的固

18、體粒子流體速度很小，填得很緊的固體粒子將不 被擾動(dòng)流體的運(yùn)動(dòng)和通過多孔介質(zhì)的流動(dòng)是相同的固體粒子在空間中是固定的，稱為固體底層階段沉積階段流態(tài) 2u + 3u流體速度增加，一些小粒子隨流體流動(dòng)gi流體速度再增加，與流體運(yùn)動(dòng)的粒子數(shù)目增加。沉積階段：固體粒子被流體輸運(yùn)；固體粒子不能看作為流體；流動(dòng)中的固體粒子的個(gè)性在流體流動(dòng)起作用流態(tài)化流態(tài)流體速度達(dá)到某一臨界值，固體粒子突然變?yōu)閭瘟黧w流體速度很小，填得很緊的固體粒子將不被擾 動(dòng)初始流態(tài)化：固體粒子底層有波出現(xiàn)；固體粒子具有和普通流體類似的性質(zhì)；流態(tài)化底層的稠密相，有波出現(xiàn)；與固定底層相比，混合物的總密度減小10%50%洶涌流流態(tài)流體速度進(jìn)一步增

19、加，流體混合物的流動(dòng)會(huì)不規(guī)則固體粒子與流體混合物的兩相流流體速度進(jìn)一步增加，固體粒子在混合物中所占的總體積小于5%固體粒子在流場中完全混合，稱 為固體粒子與流體混合的稀疏兩相流狹義上稱為固體粒子與流體混合的兩相流顆粒相分布密度通常有哪幾種表示方法？按粒徑的顆粒數(shù)分布密度按粒徑的顆粒質(zhì)量分布密度或答：顆粒相密度隨溫度的分布，壓力的分布。試分析剛性球體顆粒在流體運(yùn)動(dòng)中所受到的各種作用力，并分析解釋這些力的成因，寫出各個(gè) 力的表達(dá)式。答：剛性球體顆粒在流體運(yùn)動(dòng)中所受到如下幾種作用力：阻力、顆粒的加速度力、流體的不 均勻力等。1、阻力，阻力是顆粒在靜止流體中作勻速運(yùn)動(dòng)時(shí)流體作用于顆粒上的力。習(xí)慣上把阻

20、力七的表達(dá)式寫成：F = CD 2 P fVf - V 陽_ V)S式中：Vf和P f 分別為流體的速度和密度；匕一一顆粒的速度；顆粒的迎風(fēng)面積，S =兀r 2 ；p阻力系數(shù)。CD2、顆粒的加速度力：顆粒的加速度力是顆粒加速運(yùn)動(dòng)時(shí)流體作用于顆粒上 的附加力。視質(zhì)量力當(dāng)球形顆粒在靜止、不可壓縮、無限大、無黏性流體中作勻速運(yùn)動(dòng)時(shí)，顆粒所受的阻力為零。 但當(dāng)顆粒在無粘流體中作加速運(yùn)動(dòng)時(shí)，它要引起周圍流體作加速運(yùn)動(dòng)，由于流體有慣性，表現(xiàn)為對 顆粒有一個(gè)反作用力。視質(zhì)量力一般寫成：頊 Km 弓兀 r)f(Vf=)其中，七的經(jīng)驗(yàn)公式為:0.066Km = 1.05A2 + 0.12c加速度力巴西特(Bas

21、set)當(dāng)顆粒在粘性流體中作直線變速運(yùn)動(dòng)時(shí)，顆粒附面層的影響將帶著一部分流體運(yùn)動(dòng)，由于流體 有慣性，當(dāng)顆粒加速時(shí)，它不能立刻加速，當(dāng)流體減速時(shí)，它不能立刻減速。這樣，由于顆粒表面 的附面層不穩(wěn)定使顆粒受一個(gè)隨時(shí)間變化的流體作用力，而且與顆粒加速歷程有關(guān)。一般表達(dá)為：F = K、叫p r2 j 七 1(、d (V - V )dtB B、 mf p t:t C dt f Pp 0 p其中，Kb = 2.88 + 3.12/（Ac +1）33、流體的不均勻力流體的不均勻力是由流體不均勻性而作用于顆粒上的附加力。壓強(qiáng)梯度力：4dppf言）瓦壓強(qiáng)梯度力F的方向與壓強(qiáng)梯度dp的方向相反，大小等于顆粒體積與

22、壓強(qiáng)梯度的乘積，這個(gè) pdx力實(shí)際上是浮力。橫向力（速度梯度力）作用在顆粒上的有兩種橫向力，一種是馬格努斯力，另一種是滑移一一剪切 升力。馬格努斯力（Magnus Force）流體橫向速度梯度使顆粒兩邊的相對速度不同，可引起顆粒旋轉(zhuǎn)。在低雷諾數(shù)時(shí)，旋轉(zhuǎn)將帶動(dòng) 流體運(yùn)動(dòng)，使顆粒相對速度較高的一邊的流體速度增加，壓強(qiáng)減小，而另一邊的流體速度減小，壓 強(qiáng)增加，結(jié)果使顆粒向流體速度較高的一邊運(yùn)動(dòng)，從而使顆粒趨于移向管道的中心。這種現(xiàn)象稱 Magnus效應(yīng)，使顆粒向管道中心移動(dòng)的力稱Magnus力。由于顆粒旋轉(zhuǎn)作用于球形顆粒上的Magnus力為：F =兀 r p川x (匕一V)(1+0 (Re)式中，V

23、f在球心測量的流體速度;w球形顆粒旋轉(zhuǎn)的角速度?；埔灰患羟猩Γ?dV2 V VF = K (p )2fL% 川dyfp(Re1)式中 V - V顆粒相對速度的絕對值，在球心測量;dV；f流體的速度梯度。dyfl是滑移（即相對運(yùn)動(dòng)）和剪切聯(lián)合作用的結(jié)果，故稱滑移一一剪切升力。影響顆粒傳熱的因素分別有哪些？答：影響顆粒傳熱的因素分別有：1、流體的狀態(tài)：（在與其溫度不同的靜止流體或者斯托克斯流中，只有導(dǎo)熱引起的傳熱；其他 流體中，對流傳熱為主要方式）。2、流體湍流的影響：（對于給定的湍流尺寸，熱量傳遞隨著湍流強(qiáng)度增大而增大，當(dāng)湍流尺寸 約為顆粒直徑的1.5倍時(shí)，湍流對熱量傳遞的影響最大）。3、稀

24、薄效應(yīng)：(當(dāng)氣體對顆粒來說是稀薄的時(shí)候，顆粒與氣體分子之間的相互作用減弱兩者之 間的對流傳熱量也減少)。液體霧化穩(wěn)定性的影響因素有哪些？把大量的液體分散成細(xì)小的液滴，這稱為液體的霧化。影響液體霧化穩(wěn)定性的因素有：擾動(dòng)的振幅，它們是無限小的還是有限大的；流場的形狀，如考慮的是液體射流、液體薄片或者是大液滴的分裂等；流場的主要作用力，其中表面張力是液體霧化中最主要的一個(gè)，但此外還應(yīng)該考慮其他力，如粘性力、壓力、離心力或靜電力。什么是顆粒的終端速度？對于無限大介質(zhì)中的一個(gè)孤立的球形顆粒，其直徑為D，阻力系數(shù)為cd，顆粒和介質(zhì)的密度分別為g、，是推導(dǎo)其終端速度vt的表達(dá)式。終端速度：在介質(zhì)中運(yùn)動(dòng)的顆粒

25、，當(dāng)它所受的阻力、重力和浮力平衡時(shí)，此時(shí)顆粒的速度稱為顆粒的終端速度。對于球形顆粒來說，平衡時(shí)的公式為：C 1兀D 2 p V 2 = 1兀D3( p -p ) gd 46 g化簡得到：V = t4(p -p,)Dg6CD p,試分析沸騰兩相流系統(tǒng)中流動(dòng)不穩(wěn)定性的種類和脈動(dòng)形式，并對其機(jī)理加以分析和數(shù)學(xué)描述。 二：一是在蒸發(fā)管進(jìn)口處加裝節(jié)流圈；二是在蒸發(fā)管入口段采用較小直徑的管子。表8-3不穩(wěn)定性分類分類型式機(jī)理特性(1)靜力學(xué)不流量漂移流最發(fā)生突變，Xiz, f-*-r 1J|.大的流量偏移基本的靜力不穩(wěn)定爛受熱面L不能有壁溫波動(dòng)流量學(xué)不穩(wěn)定性(2)傳熱惡化效排除熱嵬豚動(dòng)松弛的不穩(wěn)定性泡狀流

26、、低截面含周期性流型轉(zhuǎn)流型轉(zhuǎn)換氣率，比環(huán)狀流有較換及流量變化復(fù)合的松弛不穩(wěn)定性大的ip不穩(wěn)定性周期性調(diào)止亞穩(wěn)過熱或急劇蒸錘擊、間歇定情況、由于映少核發(fā),周期性，伴隨噴泉、嚓嘎振化點(diǎn)有逐出或再充滿蕩現(xiàn)象(2)動(dòng)力學(xué)不穩(wěn)定性基本的動(dòng)力(1)聲波脈動(dòng)壓力波的共振高頻率(10 -學(xué)不穩(wěn)定性100 Hz),與壓力波在系統(tǒng)中傳播需要時(shí)間有關(guān)(2)密度波脈流率、密度及壓降低頻率( 1動(dòng)之間關(guān)系的延返與壓)，與連續(xù)波的反饋效應(yīng)通過時(shí)間有關(guān)復(fù)合的動(dòng)力(1)熱力型脈不同的傳熱系數(shù)發(fā)生于膜態(tài)沸學(xué)不穩(wěn)定性動(dòng)與流體動(dòng)力學(xué)的相騰互作用(2)沸水堆的空泡份額反應(yīng)與僅在低壓下短不穩(wěn)定性流動(dòng)及傳熱的相互暫的燃料時(shí)間內(nèi)作用有強(qiáng)烈

27、反應(yīng)給出2種主要的流動(dòng)不穩(wěn)定性防止方法并 予以物理機(jī)理或數(shù)學(xué)形式的解釋。分類1型式機(jī)理特性(3)并聯(lián)通道在并聯(lián)通道中少流量分配不均的不穩(wěn)定性數(shù)通道之間相互作或U型壓力表脈用動(dòng)(4)凝結(jié)豚動(dòng)凝結(jié)界面與池對蒸汽噴射到汽流的相互作用體抑制池中發(fā)生壓力降型脈流量偏移引起通很低頻率復(fù)合的動(dòng)力動(dòng)道與壓縮容積之間(-0,1Hz)的周期學(xué)不穩(wěn)定性動(dòng)態(tài)的相互作用性過程1)防止靜力學(xué)不穩(wěn)定性產(chǎn)生的方法主要 有二：即提高進(jìn)口水溫及增加加熱區(qū)段的 阻力。增加加熱水區(qū)段的阻力的方法有2）防止管間脈動(dòng)的方法是在管子進(jìn)口加裝節(jié)流圈或使管中質(zhì)量流速大于某一界線值。對于實(shí)際流體中的氣泡或液滴而言，它們在流體運(yùn)動(dòng)中所受到的各種作

28、用力與剛性球體顆粒有 什么異同？試分析并寫出相應(yīng)的表達(dá)式。F = CD 2 pf V - V剛性球體顆粒在粘性流體中運(yùn)動(dòng)時(shí)，流體作用于球體上的阻力由壓差阻力和摩擦阻力組成fpV和p：流體的速度和密度 V :顆粒的速度S：顆粒的迎風(fēng)面積，S=兀r2Cd：阻力系數(shù)pp對于實(shí)際流體中的氣泡或液滴而言，它們在流體運(yùn)動(dòng)中所受到的各種作用力與剛性球體顆粒相比除 了要考慮到浮力，阻力和慣性力外，還應(yīng)考慮到顆粒表面的粗糙度，顆粒非球形，表面張力,靜電力 等.顆粒非球形修正系數(shù)：CD = CDSP 3C DSP :基于體積的當(dāng)量球形顆粒的阻力系數(shù) 如果液滴為具有粘性的流體球，在stocks流動(dòng)范圍內(nèi)，液滴的阻力

29、系數(shù)為2424 2 日 + 3 日C H =glDf Re R Re 3 日 + 3 日 g /日為周圍介質(zhì)的粘性系數(shù) 四，為液體內(nèi)流體的粘性系數(shù)對于大的液滴在氣體介質(zhì)中自由下落加速到臨界速度,將會(huì)分裂成許多小滴，其液滴尺寸具有上限. 對于大的液滴在液體介質(zhì)中而言,沒有尺寸上限.尤其是兩種液體的密度差別很小，互不相混且交界 面表面張力很大時(shí)是這樣.池沸騰條件下，汽泡生長可以主要分成哪兩個(gè)階段？并說明各個(gè)階段的主要影響因素和特征。 答：氣泡生長主要分成前期和后期兩個(gè)階段1.汽泡的前期成長階段：汽泡核心形成后的很短一段時(shí)間內(nèi)，在內(nèi)、外壓力差的作用下，汽泡 迅速長大。由于此時(shí)汽泡內(nèi)蒸氣溫度接近液體溫

30、度，所以稱這一初期成長階段為等溫成長階段，亦 稱為動(dòng)力學(xué)控制階段。汽泡的成長過程可用流體動(dòng)力學(xué)方程來描述。氣泡初始半徑為R0則成長中的汽泡半徑與時(shí)間的關(guān)系為這就是汽泡在前期等溫成長階段的長大規(guī)律，其特征是成長半徑與時(shí)間t成線性關(guān)系。2.汽泡的后期生長階段一一等壓的汽泡動(dòng)力學(xué)在汽泡成長的后期，大約是從汽泡生成后的千分之幾秒開始，周圍液體的慣性力和表面張力的 作用減弱到可以忽略，汽泡內(nèi)、外壓力接近相等，而汽泡內(nèi)蒸汽溫度下降到接近系統(tǒng)壓力下的飽和 溫度。此時(shí)。汽泡繼續(xù)長大的速率取決于過熱液體通過汽液分界面向池內(nèi)氣體所傳遞的熱量的大小 和速率。這一階段被稱力傳熱控制階段。21 .試分析建立紊流模型的意

31、義并給出k-紊流模型的基本思路、特點(diǎn)及其應(yīng)用范圍。意義：紊流模型的建立是流體力學(xué)和計(jì)算流體力學(xué)的及其重要的內(nèi)容，時(shí)間已經(jīng)證明，紊流的數(shù)值模擬無 論對于、推動(dòng)紊流研究的發(fā)展還是解決工程實(shí)際問題都起到了非常重要的作用，隨著計(jì)算機(jī)和計(jì)算 技術(shù)的發(fā)展，它的作用還將更加突出。思路：一方程模型用一個(gè)關(guān)于紊流脈動(dòng)量的微分方程式雷諾方程封閉。較為常見的是把渦粘性系數(shù)vt與 紊動(dòng)能相關(guān)聯(lián)的k方程模型。(uu. p) 項(xiàng)+ p 其最后一項(xiàng)代表紊動(dòng)能的粘性耗散()為了解決方程中擴(kuò)散項(xiàng)和耗散項(xiàng)中關(guān)于脈動(dòng)速度的新未知 量，則通過量綱分析將紊動(dòng)能生成項(xiàng)和耗散項(xiàng)表示為：dk TT dk + U= dt1 dx.dx.iiu

32、.1dU. q du. du.uu.L p gu v1 L jj jdu. du.八 k23uk = = CT。其中b k是漩渦Schmidt數(shù)；L為紊流尺度；Cddx dx.D LkDj j uu. p ) j +2 pjvt dkb, dx. ?k i是由實(shí)驗(yàn)確定的經(jīng)驗(yàn)常數(shù)。在兩方程模型中，通過補(bǔ)充微分方程的方法獲得L，用來封閉雷諾方程的微分方程數(shù)達(dá)到兩個(gè)。其中的k-模型的表達(dá)式為：u.Idkdk d+ U.= dt 1 dx. dx.iidkdk+ U.= dt1 dx.idxibJdx-l)(dU. dUdU.i .+j0jdx. ) dx.i / j(dU. dU.、dU.dxjdx

33、.) dx.2 kk 23= Cdt特點(diǎn)及范圍：k-模型是兩方程紊流模型中最具有代表性的，同時(shí)也是應(yīng)用最普遍的模型。它沿用了紊流渦粘系數(shù)的概念，遵循用局部平均速度梯度表達(dá)雷諾應(yīng)力這一基本思想，但渦粘性系 數(shù)采用紊動(dòng)能k和紊動(dòng)能耗散率來確定。計(jì)算得到的渦粘性系數(shù)更為合理。大量的工程應(yīng)用實(shí)踐表明，該模型可以計(jì)算比較復(fù)雜的紊流，比如它可以較好的預(yù)測無福利的平面 射流，平壁邊界層流動(dòng)，管流，通道流動(dòng)，噴管內(nèi)流動(dòng)，以及二維和三維無旋或弱旋回流流動(dòng)等， 但從定量結(jié)果來看，它還沒有比代數(shù)模型表現(xiàn)出更加明顯的又是。該模型的主要缺點(diǎn)是：仍然假定 雷諾應(yīng)力和當(dāng)?shù)貢r(shí)均應(yīng)變率成正比，不能反映雷諾應(yīng)力沿流動(dòng)方向上的歷史

34、效應(yīng)；不能反映雷諾應(yīng) 力的各向異性；不能反映平均渦量對雷諾應(yīng)力分布的影響。所以國內(nèi)外學(xué)者嘗試使用各向異性模型 對其進(jìn)行了各種修正。對于不規(guī)則顆粒，采用當(dāng)量球方法處理時(shí)，基于體積和基于表面積的當(dāng)量球半徑如何定義？分 別適用于什么場合？在實(shí)際的兩相流動(dòng)中、經(jīng)常遇到的顆粒形狀是非球形的。為了便于計(jì)算，通常用“當(dāng)量球”來描述 非球體顆粒，“當(dāng)量球”尺寸對于不同的具體問題有不同的計(jì)算方法。有的基于顆粒阻力，當(dāng)非球 體顆粒與某球體顆粒的阻力相同時(shí)，該球體尺寸就是該非球體顆粒的當(dāng)量球尺寸；也有基于表面積和體積的。基于體積的當(dāng)量球半徑為寫4前基于表面積的當(dāng)量球半徑為(S 1rps =斯J 式中：V和S分別為非

35、球體顆粒的體積和表面積。通常在考慮顆粒阻力時(shí)，采用基于體積的當(dāng)量球半徑，而在考慮顆粒傳熱時(shí)，采用基于表面積 的當(dāng)量球半徑。表示顆粒尺寸的分布密度有那兩種方法？以按粒徑的顆粒分布為例說明分布密度曲線及其物理 意義。按粒徑的顆粒數(shù)分布密度技粒徑的顆粒質(zhì)量分布密度首先將顆粒半徑變化范圍劃分成若干區(qū)間rpi，再統(tǒng)計(jì)各個(gè)顆粒半徑區(qū)間的顆粒數(shù)占所統(tǒng)計(jì)顆 粒數(shù)的百分?jǐn)?shù)Ni (簡稱顆粒數(shù)分?jǐn)?shù))，以顆粒數(shù)分?jǐn)?shù) N作縱坐標(biāo)，以顆粒半徑作橫坐標(biāo)，得顆粒數(shù)(f = JNi N Ar J、p pi /分?jǐn)?shù)分布的直方圖(圖1)。由各顆粒半徑區(qū)間的平均半徑rpi和對應(yīng)的顆粒數(shù)分?jǐn)?shù) Ni作成的分布， 稱為顆粒數(shù)分?jǐn)?shù)按顆粒半徑

36、的離散分布密度。以離散分布密度除以顆粒半徑區(qū)間做縱坐標(biāo) ，當(dāng)顆粒半徑區(qū)間很小時(shí)，把離散點(diǎn)用光滑曲線連接起來，則可得到連續(xù)分布密度;其縱坐標(biāo)為fN = dN(Npdrp)。圖2和圖3分別示出了離散分布密度和連續(xù)分布密度。離散分布密度表示某顆粒半徑rp的顆粒數(shù)分?jǐn)?shù)。連續(xù)分布密度表示單位半徑長度上顆粒數(shù)分?jǐn)?shù) 的變化，在顆粒半徑rpi和rpi + 1之間的曲線下的面積為E虬dr =竺rpi Ndrp pNp它就代表該顆粒半徑區(qū)間的顆粒數(shù)分?jǐn)?shù)。設(shè)顆粒的最小半徑為rpmin，最大半徑為rpmax則Irp max fNdrp = 1rp min因此，從離散分布密度和連續(xù)分布密度曲線可清楚地看出顆粒尺寸的分布

37、規(guī)律 TOC o 1-5 h z 50 .|40 -30 -I20-i|I|,Q i1i1i】%i.L _ ，ik-01234567591()2離散分布密度圖1.直方分布圖圖3連續(xù)分布密度什么是Sauter直徑？ p337Sauter直徑又稱體積表面平均直徑。是顆粒直徑的平均值之一，它的意義是與實(shí)際的顆粒具有相同 表面積的球體的直徑。試分析達(dá)朗貝爾佯謬。達(dá)朗貝爾從理論上推得顆粒在理想流體中在勻速運(yùn)動(dòng)中不受阻力，這就是達(dá)朗貝爾佯謬。之所以叫 佯謬，是因?yàn)檫@個(gè)結(jié)論與實(shí)際不符，在實(shí)際情況中測得顆粒要受阻力。照成理論偏離客觀實(shí)際的原 因在于理論中忽略了流體粘性影響。Magnus力和Saffman升力有

38、何區(qū)別？ p358(1)馬格努斯力(MagnusPorcc)流體橫向速度梯度使顆粒兩邊的相對速度不同，可引起顆料旋轉(zhuǎn)。在低雷諾數(shù)時(shí)旋轉(zhuǎn)將帶動(dòng) 流體運(yùn)動(dòng)，使顆粒相對速度較高的一邊的流體速度增加，壓強(qiáng)減小，而另一邊的流體速度減小，壓 強(qiáng)增加，結(jié)果使顆粒向流體速度較高的一邊運(yùn)動(dòng)，從而使顆粒趨于移向管道的中心。這種現(xiàn)象稱 Magnus效應(yīng)，使顆粒向管道中心移動(dòng)的力稱Magnus力。薩夫曼(Saffman)研究指出，顆粒在有橫向速度梯度的流場中，由于A 處的速度比B處高(下圖)，即使不旋轉(zhuǎn)也將承受橫向升力。當(dāng)顆粒以低速度vA 沿流線通過簡單剪切無限流場時(shí)，除了受斯托克所阻力以外.還受到一個(gè)附加橫 向力，

39、這個(gè)力稱為滑移一剪切升力.可見，兩種力最大的區(qū)別就是前者主要考慮到顆粒旋轉(zhuǎn)效應(yīng)，而后者指出即使沒 有旋轉(zhuǎn)，顆粒也會(huì)受到力。27.Stokes的定義是什么？解釋其物理意義。P342Stokes定律Stokes在理論上研究了勻速流體繞球流動(dòng)。因流體速度很低，顆粒雷諾數(shù)Re很低，可忽略N-S 方程中的慣性項(xiàng)。他解得的作用于球體上的力為Fd = 2珥七.(V/ f)卜 4邛收 K 一(壓差阻力)(摩擦阻力)=6快1 ( Vr - VQ式中“流體動(dòng)力粘性系數(shù)口由式可見，阻力中的1/3是壓差阻力2/3是摩擦阻力。由阻力公式得到阻力系數(shù)為* = M (Re 1)(5 - 18)式中Re顆粒雷諾數(shù),=耳四式(

40、5 - 18)稱為Stokes定律，其適用范圍為底 1,滿足Ssks定律的流動(dòng)稱為斯托克斯流,烏稱為斯托克斯阻力系數(shù)*試分析剛性顆粒在無限大流場中的受力情況，并列出該顆粒的動(dòng)量方程式。如果該顆粒在噴管 中隨氣體運(yùn)動(dòng)時(shí)，該顆粒的運(yùn)動(dòng)還應(yīng)考慮那些因素？答：剛性球體顆粒在流體運(yùn)動(dòng)中所受到如下幾種作用力：阻力、顆粒的加速度力、流體的不 均勻力等。1、阻力，阻力是顆粒在靜止流體中作勻速運(yùn)動(dòng)時(shí)流體作用于顆粒上的力。習(xí)慣上把阻力Fd的 表達(dá)式寫成：F = CD 2 P fVf - V 阿-V)S式中： Vf和P f 分別為流體的速度和密度；V 顆粒的速度；S 顆粒的迎風(fēng)面積，S =?！保籔CD 阻力系數(shù)。2

41、、顆粒的加速度力：顆粒的加速度力是顆粒加速運(yùn)動(dòng)時(shí)流體作用于顆粒上 的附加力。視質(zhì)量力當(dāng)球形顆粒在靜止、不可壓縮、無限大、無黏性流體中作勻速運(yùn)動(dòng)時(shí)，顆粒所受的阻力為零。 但當(dāng)顆粒在無粘流體中作加速運(yùn)動(dòng)時(shí)，它要引起周圍流體作加速運(yùn)動(dòng)，由于流體有慣性，表現(xiàn)為對 顆粒有一個(gè)反作用力。視質(zhì)量力一般寫成：Fm = K（4 兀Pmfd、匕）其中，爪”的經(jīng)驗(yàn)公式為:Km=1.05 -0.06642 + 0.12巴西特（Basset）加速度力當(dāng)顆粒在粘性流體中作直線變速運(yùn)動(dòng)時(shí)，顆粒附面層的影響將帶著一部分流體運(yùn)動(dòng)，由于流體 有慣性，當(dāng)顆粒加速時(shí)，它不能立刻加速，當(dāng)流體減速時(shí)，它不能立刻減速。這樣，由于顆粒表面

42、的附面層不穩(wěn)定使顆粒受一個(gè)隨時(shí)間變化的流體作用力，而且與顆粒加速歷程有關(guān)。一般表達(dá)為：F = K、沖p r2 j 七 J_(d (V - V )dtB B mf p t ：t t dt f pp 0 p其中，七=2.88 + 3.12/（Ac +1）33、流體的不均勻力流體的不均勻力是由流體不均勻性而作用于顆粒上的附加力。壓強(qiáng)梯度力：4dpFp =一（3 言）虱壓強(qiáng)梯度力Fp的方向與壓強(qiáng)梯度dp的方向相反，大小等于顆粒體積與壓強(qiáng)梯度的乘積，這個(gè) 力實(shí)際上是浮力。橫向力（速度梯度力）作用在顆粒上的有兩種橫向力，一種是馬格努斯力，另一種是滑移一一剪切 升力。馬格努斯力（Magnus Force）流

43、體橫向速度梯度使顆粒兩邊的相對速度不同，可引起顆粒旋轉(zhuǎn)。在低雷諾數(shù)時(shí)，旋轉(zhuǎn)將帶動(dòng) 流體運(yùn)動(dòng)，使顆粒相對速度較高的一邊的流體速度增加，壓強(qiáng)減小，而另一邊的流體速度減小，壓 強(qiáng)增加，結(jié)果使顆粒向流體速度較高的一邊運(yùn)動(dòng)，從而使顆粒趨于移向管道的中心。這種現(xiàn)象稱 Magnus效應(yīng)，使顆粒向管道中心移動(dòng)的力稱Magnus力。由于顆粒旋轉(zhuǎn)作用于球形顆粒上的Magnus力為：F =兀 r px(V - V)(1+0 (Re)式中，Vf在球心測量的流體速度;w球形顆粒旋轉(zhuǎn)的角速度。滑移一一剪切升力：i av 2F = K (p )2 -f V -VLrpf ayf P(Re1)式中匕-V顆粒相對速度的絕對值，在球心測量；av；f流體的速度梯度。ayfl是滑移（即相對運(yùn)動(dòng)）和剪切聯(lián)合作用的結(jié)果，故稱滑移一一剪切升力。兩相界面模擬方法可以分為哪兩類？當(dāng)今常見的界面模擬方法有哪些？各有什么特點(diǎn)？答：目前的數(shù)值模擬對兩相流中的各相通常有兩種處理方法：一是將某相看成是連續(xù)的，根據(jù) 連續(xù)性理論導(dǎo)出歐拉型基本方程，稱為歐拉方法；二是將某相視為不連續(xù)的離散型，對每個(gè)質(zhì)點(diǎn)進(jìn) 行拉格朗日追蹤，稱為拉格朗日方法。綜合起來，對兩相流動(dòng)來說，存在著歐掠歐拉、歐拉-拉格 朗日、拉格朗日-拉格朗日等3種方法。雙歐拉方法將連續(xù)相和離散相全部認(rèn)為是統(tǒng)計(jì)連續(xù)。由于存在兩種流體，