Турбулентности внутренний

При течении жидкостей в трубах (см. рис. 9.4) ламинарный режим на стабилизированном участке наблюдается до Re p= a)d/v = 2300, а при Re>10 устанавливается развитый турбулентный режим (здесь d — внутренний диаметр трубы). [c.82]

В (10.9), справедливой для наиболее распространенного турбулентного течения при Re = 10 Ч-5 1 О и Рг = 0,6- 2500, определяющим размером является внутренний диаметр трубы d. Если это не круглая труба, а канал произвольного сечения, то формула (10.9) тоже применима, только определяющим размером будет эквивалентный диаметр канала d KB = 4F/n, где F — площадь поперечного сечения П — внутренний периметр этого сечения. [c.85]

Рис. 1.40. Схема турбулентного отрыва потока и поле безразмерных скоростей но средней линии сечения за изгибом отвода при различной относительной шероховатости внутренней стенки

С какой скоростью следует прокачивать воду, имеющую среднюю арифметическую температуру ш = 150°С, по трубе диаметром d = 20 мм и длиной 1 = 2,2 м, чтобы при турбулентном режиме течения и температуре внутренней поверхности трубы о = 170°С количество отводимой теплоты равнялось 9 кВт. [c.91]

В экспериментальной установке для исследования теплоотдачи при турбулентном режиме течения по трубке из нержавеющей стали диаметром d = 5 мм и толщиной 6 = 0,5 мм движется вода. Трубка обогревается пропускаемым через нее электрическим током, и вся теплота, выделяемая в стенке, отводится через внутреннюю поверхность к воде. [c.94]

Средний коэффициент теплоотдачи на внутренней поверхности стенки при турбулентном режиме течения капельных жидкостей и газов в каналах кольцевого сечения может быть рассчитан по следующей формуле [4] [c.96]

Рис. 3.33. Фотографии течения между концентрическими вращающимися цилиндрами, когда внутренний цилиндр вращается (отношение радиусов 0,88) [225] а — вихри Тейлора б — волны на вихрях в — первое появление случайности в волнах на вихрях г — азимутальные волны исчезли, течение турбулентное

Процесс энергоразделения неотделим от процесса диссипации части механической энергии в тепло, возникающего из-за совершения работы по преодолению турбулентных напряжений. Вследствие энергетической изолированности течения в предположении незначительности абсолютной величины гидравлических потерь преодоление потоком турбулентного трения однозначно связано со снижением давления в потоке. Это снижение давления, трактуемое как потеря энергии, вызывает снижение эффекта температурного разделения в вихревой трубе по отношению к эффекту, который возникал бы в случае идеального течения без трения. Поэтому термодинамическая эффективность процесса энергоразделения в вихревой трубе может быть оценена внутренним адиабатным КПД [c.182]

Внешние поверхностные силы — силы трения о стенки внутренние — силы вязкостного турбулентного взаимодействия. [c.204]

При рассмотрении течения турбулентной взвеси твердых заряженных частиц в газе по цилиндрической трубе из электропроводного материала необходимо учитывать, что внутренняя стенка трубы образует замкнутую эквипотенциальную поверхность независимо от ее заряда. Частицы будут двигаться к стенке под действием взаимного отталкивания устойчивость смеси должна восстанавливаться благодаря турбулентной диффузии от стенки. Однако в трубе из диэлектрика возможно влияние неоднородности распределения заряда на стенке. [c.485]

Будем считать, что существенное изменение средней температуры происходит на тех же расстояниях I (основной масштаб турбулентности), на которых меняется средняя скорость движения. К мелкомасштабным (масштабы X I) пульсациям температуры можно применить те же общие представления и соображения подобия, которые были ул<е использованы при рассмотрении локальных свойств турбулентности в 33. При этом будем считать, что число Р 1 (в противном случае может оказаться необходимым введение двух внутренних масштабов, определенных по V и по х)- Тогда инерционный интервал масштабов является в то же время конвективным, — выравнивание температур в нем происходит путем механического перемешивания различно нагретых жидких частиц без участия истинной теплопроводности свойства температурных пульсаций в этом интервале не зависят и от крупномасштабного движения. Определим зависимость разностей температур Т%, от расстояний X в инерционном интервале (Л. М. Обухов, 1949). [c.299]

Мак-Ги [И] и другими ). Типовое устройство вихревой трубы показано на 4)иг. 3. В цилиндрическую трубу через сопло, расположенное по касательной к внутренней поверхности, вводится струя газа, обладающая большой скоростью. Внутри трубы по одну сторону сопла имеется круглая диафрагма / (на фиг. 3 она показана справа вблизи сопла iV) с отверстием, расположенным по оси трубы. При подаче газа через сопло возникает винтообразный турбулентный поток газа в направлении от диафрагмы (слева на фиг. 3). Выход [c.11]

Струя разрушается под влиянием действующих на нее силы тяжести, сопротивления воздуха и внутренних сил, вызываемых турбулентностью струи и колебательно-волновым ха- [c.114]

В стеклодувных горелках воздух, смешиваемый с газом, поступает под некоторым давлением. Это увеличивает скорость потока смеси. С ростом скорости потока ламинарное пламя переходит в турбулентное. Участки газовой струи в турбулентном пламени совершают беспорядочные вихревые перемещения, и горение сопровождается шипящим или свистящим звуком. При этом фронт пламени утолщается, внутренний конус укорачивается, округляется и может исчезнуть. При больших скоростях струи пламя может оторваться от горелки и погаснуть. [c.252]

Основные понятия о внутреннем механизме турбулентности [c.198]

Если сверху размеры турбулентных пульсаций ограничены геометрическими размерами потока, то снизу — некоторой величиной / , представляющей собой наименьший размер турбулентных пульсаций (внутренний масштаб турбулентности). Так как частота пульсаций, т. е. величина шД, тем меньше, чем больше I, то крупномасштабные пульсации называют низкочастотными, а мелкомасштабные — высокочастотными. [c.394]

В случае изотропной турбулентности, наблюдающейся вообще вдали от твердых стенок, когда влияние последних отсутствует, масщтаб турбулентных пульсаций ограничен сверху геометрическими размерами потока Ь, а снизу — внутренним масштабом турбулентности меньшим Ь в Ке раз. [c.418]

Если бы это было не так и внутренний масштаб турбулентности был бы, как и в случае изотропной турбулентности, равен L/Re (числовой коэффициент опущен), то толщина вязкого подслоя имела бы тот же порядок величины, что и 1у, т. е. бя — L/Re Но тогда после [c.419]

До сих пор мы рассматривали только гладкие стенки. Но внутренняя поверхность реальных труб имеет ту или иную шероховатость поверхности. Можно ожидать, что установленные выше закономерности будут справедливы и в тех случаях, когда в шероховатых трубах толщина бд вязкого подслоя больше средней высоты Д неровностей стенки. Тогда турбулентное ядро потока не будет испытывать непосредственного влияния неровностей выступов шероховатости и последние никак не повлияют на распределение скоростей. Трубы, работающие в таком режиме, называют гидравлически гладкими. При малых толщинах вязкого подслоя следует ожидать существенного влияния шероховатости 162 [c.162]

Величина I называется длиной пути перемешивания (или смешения). Из приведенных рассуждений следует, что путь перемешивания / характеризует существующую в турбулентном потоке возможность для жидких частиц свободно перемещаться из одного слоя в другой, а значит является одной из характеристик внутреннего механизма турбулентного потока. Однако путь перемешивания не следует понимать буквально как путь свободного перемещения жидких частиц в современной гидромеханике эту величину трактуют как геометрическую характеристику внутренней структуры турбулентного потока или как масштаб турбулентности. [c.102]

Функция (2/, Н) в уравнении (89) зависит от только вследствие слабого изменения Н, приводящего к уменьшению р11ра, вдоль оси следа. Поэтому (Zf, Н) является практически функцией только Zf, а уравнение (89) может быть решено в однократных квадратурах для определения роста ширины турбулентного внутреннего следа [c.178]

С. Г. Телетов в результате получает системы уравнений, которые учитывают силы взаимного сопротивления компонентов и фазовый переход одного компонента в другой. Однако в [Л. 123] отмечается, что временное осреднение не позволяет получить строгие уравнения дисперсоида. При этом показано, что и способ осреднения Франкля нуждается в улучшениях. Метод последовательного осреднения физических величин, предложенный в [Л. 123], заключается в том, что в каждый момент величины осредняются по объемам компонентов, а затем используется временное осреднение по промежуткам времени, соизмеримым с периодом характерных турбулентных пульсаций. В [Л. 113] осреднение фактически выполняется по объемам компонентов, составляющих объем элементарной ячейки потока AVn AVt = = РлАУп ДКт= (1—Рл)А п. При этом справедливо отмечается, что идея условного континуума лишь тогда может иметь физический смысл, если при этом хотя бы приближенно [Л. 113] отражаются особенности дисперсных лотоков (наличие подвижных внутренних границ, рассредоточенность по элементарным ячейкам сил межкомпонентного взаимодействия). Особый интерес представляет предложение Б. А. Фидмана дополнить пространственно-временное осреднение Франкля вероятностным осреднением основных величин дисперсных потоков [c.31]

Л. 68]. Этим игнорируется дискретность сы пучей среды, особенно сильно проявляющаяся именно при поперечном обтекании тел. Уравнение энергии по существу записано в форме дифференциального уравнения Фурье — Кирхгофа для стационарного двухмерного поля. Для отличия движущегося слоя от неподвижного в [Л. 118] принимается, что коэффициент пропорциональности не равен коэффициенту эффективной теплопроводности неподвижного слоя и аналогичен коэффициенту теплопроводности при турбулентном теплообмене. Однако в критериальных уравнениях Ми сл и Ре сл выражены через эффективные характеристики неподвижного слоя. При этом коэффициенты наружного и внутреннего трения движущегося слоя использованы в качестве аргументов неправильно, так к к они зависят от условий [c.349]

При турбулентном течении воздуха в односторонне обогреваемых кольцевых каналах [22] в условиях тепловой стабилизации (х>1и.т), постоянной плотности теплового потока на стенке (внутренней поверхности <7с2 = 0 [c.118]

Одной из основных геометрических характеристик вихревой трубы является радиус разделения вихрей г . Физико-математическая модель, построенная на гипотезе взаимодействия вихрей, позволяет рассчитывать величину на режимах, когда истечение из отверстия сопла-завихрителя соответствует критическому. Для докритических режимов истечения обычно принимают rj = г, [116]. Это весьма жесткое допушение, так как оно исключает возможность формирования свободного квазипотенциального закрученного потока в узкой кольцевой зоне, прилегающей к внутренней цилиндрической поверхности камеры энергоразделе-ния. Практически это означает полное отсутствие возможности взаимодействия вихрей, так как будет существовать лишь один приосевой вынужденный вихрь, вращающийся как квазитвердое тело. Устранить это внутреннее противоречие можно, если в математическую модель ввести оценку значения rj, основанную на законах сохранения массы, энергии и момента количества движения с учетом особенностей турбулентного характера течения. Рассмотрим модель вихревой трубы с тангенциальным вдувом газа через щель сопла на внутренней поверхности трубы радиусом [c.188]

Существует характерная степень расширения в вихревой трубе (или относительная доля охлажденного потока) (рис. 4.11), при которой кинетическая энергия вынужденного вихря становится больше исходной. На режимах вращения вынужденного вихря отстает от закона вращения твердого тела — со = onst. Избыточная кинетическая энергия свободного вихря расходуется на трение о стенки (работа внешних поверхностных сил) и на работу внутренних поверхностных сил. При турбулентном течении пульсационное движение непрерывно извлекает энергию из ос-редненного движения. Эта чдсть энергии обеспечивает работу переноса турбулентных молей в поле радиального фадиента статического давления [121, 122]. Если допустить, что под действием турбулентности перемещаются среднестатистические турбулентные моли с массой dm, совершающие элементарные циклы парокомпрессионных холодильных машин, то можно найти работу, затраченную на их реализацию. Объем турбулентного моля и путь его перемещения невелики по сравнению с контрольным объемом П, поэтому изменение температуры при изобарных процессах теплообмена моля с окружающими его частицами незначительно. Это позволяет, не внося существенной погрешности, заменить цикл Брайтона циклом Карно. Тогда работа по охлаждению выделенного контрольного объема П равна сумме элементарных работ турбулентных молей [c.206]

Величину три, измеряют с помощью пробки, вставляемой в стенку трубы заподлицо с ее внутренней поверхностью на участке полностью развитого турбулентного течения. На поверхность пробки наложена двусторонняя клейкая лента. Лента находится в контакте со взвесью в течение разных отрезков времени (приемы и продолжительность операций ввода и удаления пробки идентичны). По наклону кривой увеличения веса частиц, налипших на ленту, в зависимости от времени определяется поток массы частиц, сталкивающихся с поверхностью. На фиг. 4.6 представлены результаты таких измерений для взвеси частиц окиси магния размером 35 мк в воздухе при средней скорости потока 42,7 м1сек. На фиг. 4.7 представлена зависимость плотности потока массы [c.160]

Выясним теперь, на каких расстояниях начинает играть роль вязкость жидкости Эти расстояния Хо опре,челяют собой в то л<е время порядок величины масштабов наиболее мелкомасштабных пульсаций в турбулентном потоке (величину Хо называют внутренним масштабом турбулентности в противоположность [c.190]

Таким образом, внутренний масштаб турбулентности быстро надает при увеличении числа Рейнольдса. Для соотпетствугощей скорости имеем [c.191]

Фултона [18], Шспера [19] и Ван-Демтсра [20] ). Строгое теоретическое рассмотрение сложного турбулентного течения газа, которое имеет место в вихревой трубе, является чрезвычайно трудной задачей, особенно в связи с тем, что профиль скоростей потока внутри трубы экспериментально пока еще не определен. Однако качественно эффект охлаждения можно объяснить следую-п им образом. Вращающийся поток воздуха внутри трубы создает в радиальном направлении градиент давления, возрастающий от оси к стенке трубы. Влияние турбулентности на такое ноле давлений выражается в адиабатическом перемешивании. Это приводит к созданию адиабатического распределения температур, при котором более холодный газ оказывается в области, расположенной вблизи оси трубы. Однако вследствие теплопроводности, приводящей к уменьшению градиента температур в радиальном направлении а также непостоянства значений угловой скорости в разных местах трубы адиабатическое распределение полностью осуществлено быть не может. Ван-Демтор описывает последний эффект следующим образом Если угловая скорость непостоянна, то вступает п действие другой механизм, приводящий к возникновению потока механической энергии в радиальном направлении наружу. Вследствие турбулентного трения (вихревой вязкости) внутренние слои жидкости или газа стремятся заставить внешние слои двигаться с той [c.13]

Сложность внутренних турбулентных процессов и особенно макротурбулентиых пульсаций, происходят,их в зоне прыжка, не позволяли наметить рациональную физическую схему явления, которую можно бы положить в основу теоретического анализа. Поэтому изучение длины прыжка носило чисто эмпирический характер. [c.229]

Турбулентное движение жид1 ости в трубах уже давно стало предметом многочисленных исследований, так как в преобладающем большинстве практически важных случаев жидкости движутся в трубах в условиях турбулентного режима. Несмотря на это, до сих пор еще не создано достаточно удовлетворительной теории турбулентного движения, которая непосредственно вытекала бы из основных уравнений гидродинамики и полностью подтверждалась опыгом (как для случая ламинарного движения). Это объясняется сложностью структуры турбулентного потока, внутренний механизм которого до сих пор еще не разгадан полностью. [c.170]

Внутреннее турбулентное движение - основной режим движения рабочего тела в проточной части машин и установок. Авиационные двигатели и МГД-насосы, гидроэлектростанции и аэродинамические трубы, магистральные нефте- и гаэоироводы, водопровод]. - вот лишь малая выборка из широкого круга технических устройств, для которых типичным является турбулентное движение. [c.6]

Предполагается, что метод решения дифференциальных уравнений движения должен быть тесно связан с физическими особенностями движения, поэтому в восьмой главе исследуется физическая ка]ртина движения в диффузорах. Рассматривается как движение в диффузоре в целом, так и движение в турбулентном пограничном слое. Показывается, что для внутренней области - вследствие ее консервативности по отношению ко внешним возмущениям - удобно использовать метод последовательных приближений, а для менее устойчивой внешней области - методы типа Бубнова-Галеркина. В последующих главах метод по-зонного решения уравнений пограничного слоя подробно обосновывается. [c.8]

Число Рейно.льдса является критерием подобия для стабилизировавшегося движения. Известны две области полной автомодельности по числу Рейнольдса /83/. Первая из этих областей имеет место при малых числах Рейнольдса Ке < Ке ), т.е. при ламинарном режиме, движения. Эта область автомодельности предопределяется силами внутреннего трения, обуславливаемыми молекулярным движением. Вторая область автомодельности (приближенной) имеет место при больших числах Рейнольдса (Ке т.е. при развитом турбулентном. движе- [c.10]

Здесь начало координат находится на внутренней поверхности стенки трубы (рис. 3.4). Это же уравнение описывает вязкий подслой, где молекулярная вязкость имеет постоянное значение, а турбулентная вязкость пренебрежимо мала (Ит 0)- Оно же описывает турбулентное движение в ядре потока, где тзфбулентная вязкость принимается постоянной и во много раз больше молекулярной вязкости, т.е. V,, V, поэтому [c.56]

Предположим, что произошло изменение в распределении осред-ненных скоростей и появление турбулентной вязкости предопределяется случайным сильным искажением распределения скоростей в пределах потока, т.е. упруговязкие характеристики среды не в состоянии восстановить первоначальное распределение скоростей. В результате возникает первоначальное перемещение конечных масс не только по направлению основного потока, приводящее к переносу количества движения большей величины в сравнении с переносом молекулами при ламинарном движении. Для осредненного движения перенос количества движения поперек потока количественно характеризуется турбулентной вязкостью. В турбулентном потоке имеет место уже распределение двух взаимосвязанных и взаимозависимых параметров - осредненной скорости и турбулентной вязкости. Турбулентная вязкость, имея намного большую величину, чем молекулярная вязкость, соответственно увеличивает абсолютную величину касательного напряжения (внутреннего трения), однако не может изменить закона касательного напряжения, зависящего только от равновесия действующих сил. Следовательно, равновесные распределения скорости и турбулентной вязкости предопределяются законом касательного напряжения. В этом, взаиморавновесном распределении скорости и турбулентной вязкости, немаловажное значение имеет молекулярная вязкость, через которую происходит диссипация энергии. Только сумма молекулярной и турбулентной вязкостей соответствует данному закону касательного напряжения. [c.60]

Для двух точек, расположенных на поверхности конуса соответственно в ламинарном и турбулентном пограничных слоях (см. задачу 12.18), определите равновесную температуру стенки при условии, что от нее охлаждающим устройством отводится тепловой поток qox= li25-10 Дж/(м -с). Полагая, что стенка состоит из изоляции и обшивки с толщинами соответственно б з = 10 и = 5 мм, определите температуры внешней и внутренней поверхностей обшивки. В качестве изоляции выбрано керамическое покрытие (> з = 2,514 Bt/(m-K)], а обшивка изготовлена из стали [ 00 = 45,25 Вт/(м.К)1. [c.672]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...