Акустическое Рейнольдса число

Так как жидкость считается несжимаемой, то механизм распространения этих возмущений не связан с упругими свойствами жидкости (как это имеет место для упругих или акустических возмущений), но обусловлен способностью жидкости передавать от точки к точке импульс или теплоту (в случае тепловых или температурных возмущений) посредством вязкости или соответственно теплопроводности, а при движении с большими числами Рейнольдса за счет турбулентных вязкости и температуропроводности. [c.413]

V f ческие колебания в данном случае увеличивают теплоотдачу к ци- линдру на 30%. Чем больше уровень звукового давления или, что то же самое, относительная амплитуда колебания скорости, / тем больше его влияние на теплоотдачу. Причем максимальное влияние наблюдается в двух областях при малых числах Рейнольдса (Re = 1000) и сравнительно больших числах (Re = = 10 ООО). Между этими двумя областями суш,ествует зона минимального влияния акустических колебаний на теплообмен минимум теплоотдачи соответствует Re = 6000 при / = 1500 Гц и Re = 4500 при / = 1100 Гц. Распределение локального коэффициента теплоотдачи по поверхности цилиндра представлено на рис. 35. Результаты опытов по средней максимальной теплоотдаче обобщаются зависимостью [c.122]

Аналогичное исследование по влиянию акустических колебаний на теплообмен на поверхности цилиндра изложено в работе [47]. В качестве экспериментального участка использовался нагреваемый медный цилиндр диаметром 12,6 мм, поперечно обдуваемый потоком воздуха. Среднее число Рейнольдса изменялось в пределах 200—435. Частота колебаний составляла 1900 Гц, а уровень звукового давления изменялся в пределах 130—160 дБ, [c.122]

Re p). Следует также иметь в виду, что при наличии периодического возмущения скорости жидкости значение критического числа Рейнольдса может быть меньше, чем для стационарного режима течения. Кроме этого, при высоких частотах и достаточно сложном сигнале возмущения скорости может генерироваться искусственная турбулентность под действием интенсивных акустических волн. Эти эффекты могут существенно повлиять на средний по времени коэффициент теплоотдачи. Как правило, интенсивные колебания скорости или давления жидкости приводят к увеличению среднего по времени коэффициента теплоотдачи. Рассмотрим результаты экспериментальных исследований. [c.133]

Экспериментальное исследование влияния полей акустического шума с дискретным спектром и турбулентности с широким спектром на переход ламинарного пограничного слоя в турбулентный приведено на рис. 85, где даны зависимости критического числа Рейнольдса (Ree) p от средней квадратической величины интенсивности (u Iuq) [c.181]

Экспериментальное исследование влияния акустических колебаний на турбулентный спектр было проведено на трубе диаметром d = 203 мм и длиной L = 8,7 м (см. работу [74]). В качестве рабочего тела использовался воздух, число Рейнольдса изменялось в пределах Re = (5-ь 10) 10 . Колебания создавались посредством звукового генератора. Максимальный уровень звукового давления составлял 149 дБ. Частота колебаний составляла 98 Гц, что соответствовало резонансной частоте. Измерения проводились в сечении, расположенном в пучности скорости стоячей волны. Измерялся спектр как продольный, так и поперечной составляющей скорости вблизи стенки на расстоянии у г = 0,0125 0,015 0,025. Пульсации скорости измерялись термоанемометром постоянного тока, в качестве датчика использовалась нить диаметром 13 мкм. [c.194]

При приложении переменного электрического поля интенсификации теплообмена не наблюдается даже при очень небольших числах Рейнольдса и при частотах, близких к частоте акустического резонанса для теплообменной трубы. Этот вывод основан на опытах, проведенных на установках с двумя различными резонансными частотами. [c.449]

Рис. 3. Зависимость относительного коэффициента поглощения волны конечной амплитуды от акустического числа Рейнольдса. Сплошная линия—результат расчёта по формуле (3), значки — экспериментальные данные.

Акустическое поле создавалось динамическим громкоговорителем, установленным на торцевой стенке успокоительной камеры (рис. 2.16). Число Рейнольдса в опытах составляло Re = uad/i/ = (0,5-1,2) 10 . Последовательное удлинение сопла позволяло изменять режим течения в начальном пограничном слое от ламинарного до турбулентного естественным образом использования турбулизаторов. Некоторым недостатком такого способа турбулизации пограничного слоя является заметное изменение относительной толщины начального пограничного слоя <5о/го, где Го = d/2. Уровень звукового давления в выходном сечении сопла достигал L = 120-125 дБ. [c.61]

Особенности нелинейных искажений формы профиля волны и взаимодействия волн в существенной мере зависят от вязкости среды, точнее, от отношения инерционных сил к вязким, т. е. от числа Рейнольдса. При больших числах Рейнольдса среда может рассматриваться как невязкая (за исключением таких вопросов, как ширина фронта волны, поглощение волн и некоторые другие). В невязкой среде волна рано или поздно, в зависимости от акустического числа Маха, перейдет к волне пилообразной формы даже в таких неблагоприятных для образования, разрыва условиях, как условия сферической расходимости. При малых числах Рейнольдса, когда вязкость среды играет существенную роль, диссипативные процессы препятствуют искажению формы профиля волны. При очень малых числах Рейнольдса с нелинейными искажениями практически можно не считаться. [c.53]

Отметим, что эти условия, связывающие толщину пограничного слоя с длиной звуковой волны, никак не ограничивают амплитуду звука. Указанное ранее ограничение амплитуды, согласно которому скорость течения должна быть меньше колебательной скорости, как будет видно в дальнейшем, приводит к условию M< i. Это не ограничивает акустических чисел Рейнольдса для течения с четко выраженным пограничным слоем, но ограничивает Re только малыми числами в случае вязкого течения Re < [c.209]

Выше были рассмотрены случаи течения около препятствий. Основным параметром, определяющим характер течения, были акустические числа Маха и Рейнольдса Re ав y oVv. При этом решения были различными для боль- [c.222]

Масштаб движения первого приближения можно считать равным длине звуковой волны масштаб движения во втором приближении зависит от условий задачи. Для крупномасштабных по сравнению с длиной звуковой волны акустических течений эта теория ограничивается малыми акустическими числами Рейнольдса мелкомасштабные течения могут рассматриваться в рамках этой теории при больших числах Рейнольдса. [c.224]

Качественные особенности решений этого уравнения зависят от величины акустического числа Рейнольдса [c.33]

Заметим, что отношение Х// имеет порядок акустического числа Рейнольдса в волне. При зтом для первоначально гармонической волны амплитуда разрыва на больших расстояниях падает, а X не меняется, так что ра>. рывное приближение-всегда лишь промежуточная асимптотика, и оно в конце концов теряет силу асимптотика при х вполне описьшается линейным приближением (Re < 1). [c.45]

В сферической волне это не так. Рассмотрим это на примере импульсных волн. Согласно (3.5) / /1п(г/го), а 6 г/, т.е. акустическое число Рейнольдса падает как /]п(г/го)/г и становится порядка единицы на расстоянии, определяемом условием 6 /, т.е. [c.83]

При высоких интенсивностях ультразвуковых волн акустические течения приобретают турбулентный характер при этом мощный ультразвуковой пучок вызывает интенсивное перемешивание жидкости, которое может играть немаловажную роль в ряде процессов, происходящих под действием ультразвука. Кроме того, как было показано в предыдущей главе, при больших числах Рейнольдса форма ультразвуковой волны в процессе распространения в жидкости может существенно отклоняться от синусоидальной, а ее поглощение — резко возрастать. Это в свою очередь б дет приводить к усилению потока, который таким образом может переходить в турбулентный на некотором расстоянии от источника ультразвука. [c.122]

Однако ламинарный след неустойчив при Re = Ul/ > 1000 [91, стр. 245—250] и периодически распадается в диапазоне промежуточных чисел Re в особенности, если имеется акустическое воздействие или резонанс. Поскольку 8//= l,72/)/Re [31, гл. П], интересно отметить, что критическое число Рейнольдса для периодического следа (2 5/у)кр-, отнесенное к толщине следа, равно приблизительно 3,44 )/Re 110, т. е. имеет тот же порядок, что и в случае круговых цилиндров. [c.375]

Акустические импульсы 40 Акургические солитоны 161,166 Акустическое Рейнольдса число 10 Аномальная нелинейность в упругих телах 28 [c.233]

Влияние акустических колебаний на теплоотдачу цилиндра диаметром 19 мм в условиях вынужденной ламинарной конвекции приведено в работе [50]. Цилиндр обдувался потоком воздуха, направленным снизу вверх со средней скоростью Wq = Зн-4,5 м/с, что соответствовало осредненному по времени числу Reo = = о = 500-7- 10 750. Перепад температур между поверхностью цилиндра и потоком воздуха Т —Тf) составлял 1— 170° С, уровень звукового давления (УЗД) 130—150 дБ, что соответствовало относительной амплитуде колебания г = AuIuq == = 0,16- 2,5. На рис. 34 представлены результаты опытов по относительной теплоотдаче К = NUj/NUq (NUj, Nuq — соответст-ственно среднее по времени и стационарное число Нуссельта) в зависимости от среднего числа Рейнольдса Re и уровня звукового давления для двух значений (1100 и 1500 Гц) частот акустических колебаний. Из приведенных данных следует, что акусти- [c.121]

Аналогичные результаты получены по коэ( ициенту массоот-дачи в работе [8] исследования проводились в цилиндрической трубе диаметром 70 мм и длиной 120,4 мм, на внутренней поверхности которой наносился слой нафталина. В качестве рабочего тела использовался воздух. Акустические колебания создавались посредством звукового динамика и генератора, установленного на входе в экспериментальный участок. Экспериментальный участок представлял собой акустически закрытый канал. Эксперименты проводились при резонансной частоте 286 Гц, уровне звукового давления 130—150 дБ и числах Рейнольдса Re = 100-ь 1,4-10 . [c.140]

На рис. 86 приведены энергетические спектры акустических возмущений. Спектральные данные представлены в виде отношения средней энергии колебаний на единицу ширины полосы частот к квадрату скорости основного потока. Спектр минимальной интенсивности дает максимальное значение критического числа Рейнольдса. Возрастающее влияние акустических возмущений совпадает с наличием пиков энергии при последовательно уменьшающихся частотах. Основное влияние на критическое число Рейнольдса оказывают спектры f и G (в отличие от спектра А), в которых отсутствуют дискретные пики. Существенная разница во влиянии спектров В я Е объясняется тем, что переходом управляют какие-то компоненты спектра Е более низкой частоты. Экспериментальные работы по исследованию влияния колебаний на гидродинамику турбулентных потоков в каналах тоже показали, что при наличии наложенных регулярных колебаний скорости взаимодействие турбулентных пульсаций с наложенными регулярными колебаниями возможно в том случае, когда частота наложенных регулярных колебаний скорости совпадает с частотой турбулентных пульсаций, соответствующей малым волновым числам k = 2лп1и). [c.182]

Результаты аналогичных исследований в камере сгорания на продуктах сгорания пропана и воздуха были приведены в работе [53]. Диаметр камеры сгорания составлял 51 мм длина 1,88 мм. Колебания продуктов сгорания генерировались посредством поршневого клапана, частота составляла 100 Гц, что соответствовало первой резонансной частоте акустически открытого на конце канала. Относительная амплитуда колебания Auo// o изменялась в пределах 0,5—5,0, число Рейнольдса ЫО —1,6-10 . Результаты опытов приведены на рис. 124, из которого видно, что с увеличением относительной амплитуды теплоотдача увеличивается при Auofluof 5. Относительная теплоотдача /С 2,4. [c.236]

Кроме того, исторически сложилась такая ситуация, что в классической теории турбулентных режимов гидравлических сетей не нашло широкого использования понятия гидравлического сопротивления - аналога К, который определяется законом Ома. Вместо него применяется безразмерный гидравлический коэффициент трения X (коэффициент Дарси), значение которого зависит от режима движения жидкости (числа Рейнольдса) и шероховатости поверхности проточной части [39]. Именно этот факт обусловил засилье эмпирических формул гидравлики, значительно затормозил аналитический анализ физических процессов в гидроцепях и гидромашинах. Только во второй половине двадцатого века в работах авторов, которые исследовали режимы компрессоров и пневмо- и гидроприводов с позиций теоретических основ электротехники, появилось понятие "скалярного пневмосопротивления" [29,30], акустического импеданса" [4] и гидравлического импеданса"[58,70]. В то же время, ситуация в гидромеханике, в частности, в теории лопастных машин, осталась неизменной. [c.9]

Аэродинамические и акустические параметры, характеризующие начальные условия истечения дозвуковых затопленных и спут-ных турбулентных струй. В общем случае начальные условия истечения характеризуются распределением в выходном сечении сопла средней скорости, температуры, энергии и масштаба турбулентности. Применительно к затопленным струям с почти равномерным распределением перечисленных параметров по сечению (вне пограничного слоя на срезе сопла) для характеристики начальных условий истечения используются следующие параметры Re = uadju - число Рейнольдса, Мо = щ/а - число Маха, То/Тоо - степень неизотермичности, = и /uq - степень турбулентности в центре выходного сечения сопла, <5q и бо и Я = 6 /во - толщина вытеснения, толщина потери импульса и формпараметр пограничного слоя в выходном сечении сопла. К начальным условиям истечения относится также режим течения в пограничном слое в выходном сечении сопла (ламинарный, переходный, турбулентный). В ряде случаев представляется также существенным знание масштаба турбулентности, а также наличия вибраций сопла - продольных и поперечных, их величина и спектры. Характеризуются они величиной вибрационного ускорения, которая измеряется специальными вибродатчиками. [c.35]

Ниже представлены результаты экспериментального исследования влияния формы воздействующего на струю акустического сигнала на ее аэродинамические характеристики. Экспериментально исследовано изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости в фиксированной точке на оси струи (x/d = 8) при поперечном акустическом облучении струи при различных-Ma TOTax, уровнях и форме звукового сигнала [2.19]. Экспериментальная установка описана в работе [2.22]. Ее основные параметры диаметр сопла d = 0,02 м, скорость истечения uq = 10 и 20 м/с, соответствующие числа Рейнольдса Re = uod/u = 1,4 10 и 2,8 10 . Начальный пограничный слой был близок к ламинарному. [c.102]

При обтекании полости на плоской noBqjXHo TH при определенных условиях возникают автоколебания. Причина их возбуждения состоит в возникновении акустической волны в результате удара вихрей слоя смешения о заднюю кромку полости. Это иллюстрируется сравнением характера пульсаций скорости в слое смешения для двух случаев обтекания обтекания обращенного назад уступа и полости прямоугольного сечения (рис. 10.1). Во втором случае в спеетре пульсаций наблюдаются ярко выраженные дискретные составляющие, что обусловлено наличием акустической обратной связи с возбуждением автоколебаний [10.3]. На характер возбуждения автоколебаний может влиять также то обстоятельство, что для некоторых частот полость может служить акустическим резонатором [10.10]. В результате характеристики автоколебаний определяются геометрией полости, числами Рейнольдса и Маха, режимом течения в пограничном слое перед полостью (ламинарный или турбулентный) и характерной толщиной этого слоя. [c.225]

Поскольку уравнения гидродинамики в случае диссипативной среды не могут быть решены точно, в настоящее время существует ряд приближенных решений, область применения которых ограничивается определенными значениями акустических чисел Рейнольдса. Практически для достаточно интенсивных звуков в та1сих средах, как воздух, малопоглощающие жидкости (особенно в области низких частот звукового и ультразвукового диапазонов), акустические числа Рейнольдса достаточно велики и нелинейные эффекты, связанные с искажением формы профиля волны, проявляются весьма сильно. Как и в случае недисспиативной среды, в поглощающей среде может быть введен малый параметр, позволяющий линеаризовать нелинейные гидродинамические уравнения. [c.99]

Для огранлченного звукового пучка, как это следует из (5.12), радиационное давление во втором приближении равно удвоенной плотности кинетической энергии. Связь плотности звуковой энергии с плотностью потока энергии в плоской волне из-за нелинейного искажения профим волны, вообще говоря, не определяется условием J = с Е (см. гл. 2, 4). Однако при у = — 1, т. е. в гипотетической среде, где распространение волны происходит без изменения ее профиля, / = qE. Кроме того, в этой среде средняя по времени плотность кинетической энергии равна средней по времени плотности потенциальной энергии, т. е. радиационное давление из (5.12) равно средней по времени плотности полной звуковой энергии. Сред с у = — 1 нет, однако реализация волнового процесса, в котором профиль волны не изменяется, возможна, когда учитывается вязкость среды (см. гл. 3, 2) и акустические числа Рейнольдса малы. В этом линейном приближении обычно рассматриваются задачи о радиационных силах, действующих на препятствия. В этом приближении из (5.18) может быть определена сила в направлении распространения волны, возникающая изнза разницы имшульсов в падающей, и прошедшей волнах [c.189]

При числах Рейнольдса Re>M (при малой толщине пограничного слоя по сравнению с длиной звуковой волны) течение различно в пограничном слое и вне его. Прежде чем рассматривать течение в пограничном слое, следует остановиться на глубине проникновения вязких волн, ибо эта величина, как будет видно из дальнейшего, определяет толхцину акустического пограничного слоя. [c.210]

Остановимся на одном весьма существенном недостатке измерения коэффициента поглощения звука по акустическим течениям. При этих измерениях приходится пользоваться довольно большими интенсивностями звука. В некоторых работах, по-видимому, акустические числа Рейнольдса Re были 1. Помимо того, что эккартовская теория в этой области неприменима, коэффициент поглощения в этом случае из-за нелинейного искажения формы волны (см. гл. 3, 4) больше, чем коэффициент поглощения волны малой амплитуды. Увеличение поглощения, по-видимому, приводит к тому, что скорость теченпя больше эккартовской, и в результате экспериментальное отношение объемной вязкости к сдвиговой, или экспериментальный коэффициент поглощёния, определенный этим [c.245]

По аналогаи с газами и жидкостями, в твердых телах фор- мально также можно ввести число Рейнольдса, где в качестве вязкости следовало бы взять эффективную вязкость , вызывающую затухание звука. В известных нам акустических работах эти числа Re были меньшими единицы. [c.306]

Максимальные акустические числа Рейнольдса, полученные до сих пор в воздухе, 10 это по крайней мере на два порядка больше максимального числа для воды ( 10 ), т. е. нелинейные диссипативные потери в газах, по-видимому, играют значительную роль. Предельно достижимые интенсивности звука в воздухе, вероятно, ограничиваются звуковыми давлениями порядка 1 атм. При этом в разрежениях будет достигаться вакуум. Для плоской синусоидальной волны в воздухе это соответствует интенсивности 1,2 квт1см . До настоящего времени, однако, такие интенсивности не были получены экспериментально. [c.354]

В этом слуаде амплитуда второй гармоники сначала растет, достигает максимума при X = (1п2)/26со и затем экспоненциально затухает. Максимальное отношение амплитуд и равно Re/8, где акустическое число Рейнольдса Re равно auo/( o6). Позтому при Re < 1 зто отношение везде мало, и тогда решение (1.6) справедливо всюду волна затухает раньше, чем в ней успеют развиться нелинейные эффекты. Если же Re > 1, то метод возмущений дает правильное решение только на небольших расстояниях а именно при ах < Re . При этом (1.6) дает = аиаЬУХ% п2ыу. Для более полного описания необходимо построение решения, учитьшающего эволюцию всего спектра волны, что будет сделано ниже. [c.32]

Эти простые формулы имеют, однако, ограниченную применимость. Прежде всего это связано с учетом диссипации хотя бы в рамках обобщенного уравнения Бюргерса (2.1). Оно уже не может быть приведено к уравне]шю с постоянными коэффициентами, и для него известны лишь некоторые приближенные решения. В решении (3.5) считается, что ударный фрош импульса близок к стациотрному, тогда его структура такая же, как в плоской волне (поскольку толщина фронта 6 = где V — кинематическая вязкость среды, заведомо мала по сравнению с радиусом его кривизны). Ясно, однако, что это справедливо лишь пока акустическое число Рейнольдса Ке //6 достаточно велико. Для плоской волны в виде одиночного импульса это условие всегда выполняется (если оно выполнялось вначале). Действительно, на больших расстояниях длина такого импульса / растет как у/У, а амплитуда падает как jyfx, т.е. 6 1/и Поэтому Ке остается постоянным, и если в начальный момент Ке > I, то ударный фронт всегда узок по сравнению с общей длиной импульса. Поэтому волна остается нелинейной до конца процесса. [c.83]

Здесь % = Гг/го, Ао = vir о lev = MRe(ro), где Re(ro) - число Рейнольдса по масштабу Го- ПриЛо < 1 это уравнение вообще не имеет решения в области i > 1, т.е. при Г2 > Го- Это озтчает, что с самого начала фронт ведет себя линейным образом. Если же Ло > 1, то из (3.6) определяется конечное значение Гг, отвечающее переходу ударной волны в акустическую, так что при г > Г2 ширит фронта растет по закону линейной диффузии, т.е. как Зтчение Гг может быть меньше Гу, и тогда задний фронт импульса по-прежнему описывается решением (3.1). Однако поскольку член ewj/ в уравнении Бюргерса в этой области меньше, чем на переднем фронте, то нелинейность не успевает проявляться и здесь, где основными слагаемыми теперь остаются си, и v/2r, так что амплитуда всей волны затухает как г", и, в сущности, она становится полностью линейной уже при Г = Г2, хотя ее фронт и остается коротким. [c.84]

Ближе к акустической ситуации цикл экспериментов, описанных в работе [Накоряков и др., 1983]. Было введено два основных параметра задачи число Рейнольдса Re = Uq/o/S и параметр Урселла а = = 0 03/ 0 h - характерная длина возмущения, uq - характерная амплитуда), отражающие роль потерь и дисперсии. Из анализа стационарных решений уравнения (4.5) видно, что при a/Re> /T эти решения имеют вид ударных волн с монотонным профилем, а при a/Re < fl на ударном фронте появляются осцилляции, При малых а и больших Re стационарный профиль не образуется и возникает линейный коротковолновый цуг, тогда как при очень больших а возникает лишь конечное число солитонов. Заметим, что для солитона а =12. [c.164]

При малых числах Рейнольдса задача о распространении волн конечной (но малой) амплитчды в вязкой среде люжет быть решена методом последовательных приближений, в котором решение для акустических параметров и,Др и т. д. отыскивается в виде рядов [c.97]

При Ке > 10 акустические характеристики струй практически не зависят от числа Рейнольдса, поэтому (р будет зависеть только от числа Маха. Для определения ее вида в случае неизотермических струй в [2] проведен анализ уравнений излучения звука струями малой плотности, аналогичных уравнениям Лайтхилла [3] для изотермических струй. Преобразуя уравнения неразрывности и движения, пренебрегая эффектами вязкости и теплопроводности для изотермической струи газа малой плотности можно получить уравнение [c.329]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...