Турбулентное течение в слое смешения

Аэродинамические характеристики турбулентных струй и слоев смешения могут быть изменены путем периодического воздействия на течение в их начальном сечении. Такое воздействие может быть реализовано при создании периодического изменения расхода жидкости или газа через сопло, путем вибраций сопла или же возбуждения слоя смешения на кромке сопла с помощью вибрирующей ленточки. Перечисленные способы управления связаны с механическим воздействием на поток, поскольку все они требуют непосредственного воздействия на геометрию устройств, формирующих струйное течение [2.25]. Механизм их воздействия на струю обусловлен периодическим возбуждением струи, вследствие чего в выходном сечении круглого сопла генерируются кольцевые периодические вихри их взаимодействие друг с другом существенно изменяет течение в слое смешения начального участка струи. [c.46]

Новое слагаемое, содержащее коэффициент при вторых производных для турбулентной вязкости, обеспечивает правильное предсказание течения в круглой струе, уменьшая турбулентную вязкость в осесимметричных течениях (см. [21]). Слагаемое с (7 , обеспечивает некоторое увеличение турбулентной вязкости в слое смешения для того, чтобы уменьшить расчетную длину начального участка в круглой и плоской струях. Поскольку эти слагаемые могли внести нежелательные искажения при описании течения вблизи стенки по сравнению с оригинальной версией модели С-А оба слагаемых умножались на корректировочную функцию ( 5(б ), равную нулю на стенке и асимптотически стремящуюся к единице вдали от нее (см. соотношения (4.2)). [c.587]

Использованная в расчете схема течения перед уступом показана на фиг. 47. Между точкой отрыва 8 и точкой присоединения Д имеется турбулентный слой смешения, показанный на фиг. 47 штриховыми линиями. Течение в слое смешения между разделяю- [c.52]

Для исследований донного давления при сверхзвуковых и дозвуковых скоростях Нэш [53] выбрал уступ, расположенный по потоку (фиг. 44). Поток, набегающий на уступ, предполагается стационарным и однородным, кроме области, примыкающей к стенке, где развивается пограничный слой. Поток отрывается у угловой точки 5 и присоединяется в точке В вниз по течению, замыкая отрывную зону малых скоростей, где давление по существу постоянно и равно донному давлению за уступом. Внешний невязкий поток отделяется от вязкой области свободным слоем смешения, начало которого лежит в пограничном слое перед точкой отрыва. Кроме того, принято, что течение в слое смешения аппроксимируется течением смешения при постоянном давлении турбулентного потока с покоящейся жидкостью. Оторвавшийся слой смешения присоединяется в области больших положительных градиентов давления. Резкое возрастание давления разворачивает часть жидкости слоя смешения и она течет в обратном направле- [c.72]

Вихревой характер течения в слое смешения вязких газов порождает дополнительные пульсации газодинамических параметров, являющиеся источником турбулентного шума струи. [c.19]

Гертлера для переходного режима течения. Последний подразумевает переход от ламинарного течения в пограничном слое сопла к турбулентному в слое смешения сверхзвуковой струи, который может осуществляться за счет первоначального развития стационарных возмущений типа продольных вихрей Тейлора — Гертлера, с последующей турбулизацией течения в слое смешения. Показано существенное влияние шероховатости сопла на [c.190]

Обращают на себя внимание два обстоятельства. На первом графике коэффициент корреляции в слое смешения вблизи сопла проходит через нулевое значение четырежды, прежде чем корреляция на оси струи первый раз изменяет знак. Расстояние между двумя нулями коэффициента характеризует продольный масштаб периодических вихрей. На втором графике представлены коэффициенты в узких полосах частот (фильтры с постоянной полосой пропускания / = 10 Гц). Из рис. 1.6,д следует, что периодичность течения при St = 0,48 проявляется в гораздо большей степени, чем при меньших (St = 0,20) и больших (St = 1,2) частотах при начальных уровнях турбулентности о = 0,5 и 5% и 10%. Об этом же свидетельствует и изменение максимальных значений пространственно- временной корреляции скоростей на оси струи в узких полосах частот (рис. 1.6,6). [c.17]

Уравнения Рейнольдса в совокупности с дифференциальной моделью турбулентности широко используется для расчета гидродинамических и тепловых характеристик разнообразных стационарных и нестационарных турбулентных течений. В работе [6.6] для описания турбулентного течения в двумерном слое смешения используются нестационарные уравнения Рейнольдса и трехпараметрическая модель турбулентности [6.4]. При этом крупномасштабные движения газа (М 1) полагались двумерными, а мелкомасштабные турбулентные пульсации - трехмерными и учитывались явления переноса, генерации, диффузии и диссипации турбулентности. Рассматривалось дозвуковое течение совершенного газа, в котором эффекты молекулярной вязкости и теплопроводности полагались несущественными, т.е. Re — сю. [c.165]

Как показано на фиг. 7, в области отрыва обратное течение достигает значительной высоты над поверхностью дна и занимает почти всю длину отрывной области. Видно, что интенсивность турбулентности и напряжение трения растут вниз по потоку в слое смешения. Кроме того, можно заметить, что распределения (по толщине слоя) средней скорости, интенсивности турбулентности [c.15]

В реальных струях на границе струи происходит процесс массообмена между рабочим и затопленным газами. Интенсивность массообмена газами зависит от вязкостных свойств газов и характера течения (ламинарного или турбулентного) в слое смешения, который развивается вдоль границы струи. [c.18]

По-видимому, ВЧ неустойчивость связана с образованием в вихревой трубе крупномасштабных когерентных вихревых структур (КВС) сдвигового характера, подобно тому, как это наблюдается в турбулентных слоях смешения струй с различными скоростями течения (рис. 3.18, 3.19). [c.123]

В последние 3-4 десятилетия произошли существенные изменения в понимании природы турбулентности в свободных струях, слоях смешения, следах и пристеночных течениях, связанные с открытием крупномасштабных когерентных структур. Когерентные структуры - это крупномасштабные периодические вихревые образования, которые возникают вследствие неустойчивости слоев смешения, развиваются и взаимодействуют друг с другом на фоне мелкомасштабной турбулентности. Эти структуры имеют масштабы, соизмеримые с поперечным размером слоя смешения, и характеризуются достаточно большим временем существования. Интерес к изучению когерентных структур обусловлен их важной ролью в процессе турбулентного перемешивания, горения и генерации аэродинамического шума. Наиболее важным аспектом существования этих структур в струйных течениях является возможность управления турбулентностью с помощью прямого воздействия на эти структуры. [c.7]

При акустическом облучении турбулентной струи непосредственное взаимодействие акустического поля с турбулентными пульсациями в струе практически не имеет места, так как длина акустических волн существенно превышает характерный размер сопла (его диаметр) или толщину пограничного слоя в начальном сечении слоя смешения. Однако акустические волны генерируют вихревые возмущения на неоднородности течения [2.32,2.43], на кромке сопла в случае струи или на задней кромке разделяющей два потока пластины в случае слоя смешения. Эти возмущения и воздействуют на вихревую систему слоя смешения в начальном участке струи подобно тому, как это наблюдается при механическом воздействии на поток. При этом акустическое возбуждение обладает важным преимуществом дальнодействия, т.е. оно не требует введения в поток каких-либо препятствий или подвижных устройств. [c.46]

Для объяснения явления интенсификации перемешивания в турбулентных струйных течениях при низкочастотном периодическом возбуждении (Sts = 0,2 - 0,6) рассматривается влияние возбуждения на тонкий слой смешения в непосредственной близости от сопла. Эксперименты показывают, [c.79]

Для того чтобы протестировать предложенные определяющие соотношения и продемонстрировать их возможности, необходимо привлечь дифференциальную модель турбулентности, использующую понятие турбулентной вязкости. Здесь для замыкания определяющей системы уравнений была использована однопараметрическая модель С-А [19], позволяющая с хорошей точностью описывать многие пристеночные турбулентные течения. Тестирование современных дифференциальных моделей турбулентности (см., например, [9, 20]) показало, что эта модель одна из наиболее точных и универсальных. Однако известно, что она, как и многие другие модели турбулентности, хуже описывает струйные течения. Оказалось [20], что модель С-А примерно в 2 раза завышает скорость смешения в плоской и в круглой струях и в то же время несколько уменьшает по сравнению с экспериментальными данными уровень турбулентности в плоском слое смешения. Кроме того, проведенные здесь расчеты показали, что эта модель занижает турбулентную вязкость в трехмерной пристеночной струе. Поэтому для ее уточнения в уравнение для турбулентной вязкости был введен ряд дополнительных слагаемых аналогично [21]. Уравнение для турбулентной вязкости приняло вид [c.586]

Было также установлено, что с ростом числа Маха устойчивость оторвавшегося ламинарного слоя смешения также возрастает, а при гиперзвуковых скоростях ламинарное отрывное течение полностью устойчиво. Кроме того, было замечено, что при сверхзвуковых скоростях повышение давления в точке отрыва и в области плато не зависит ог причины, вызывающей ламинарный отрыв (фиг. 19). Однако при турбулентном отрыве, хотя повышение давления в точке отрыва не зависит от причины, вызывающей отрыв, максимум приращения давления зависит от геометрии модели. [c.23]

В заключение сделаем еще одно существенное замечание. Строго говоря, условие локального равновесия подтверждается экспериментом не для каждого турбулентного течения Оно справедливо для течений в трубах, в пограничном слое и слое смешения, когда в некоторой основной (промежуточной) зоне течения, на которую приходится большая часть общего изменения средней скорости, производство энергии турбулентности примерно равно диссипации. Однако данное условие нарушается, во-первых, в тонком поверхностном слое (у стенки), где существенен диффузионный перенос турбулентности, связанный, главным образом, с действием молекулярной вязкости и теплопроводности среды, а также с пульсациями давления, и, во-вторых, в широкой внешней зоне пограничного слоя, где существенны турбулентная диффузия турбулентности и конвективные члены. [c.267]

Аналогичные виды неустойчивости наблюдаются и в начальном участке плоской турбулентной струи. В слое смешения вблизи сопла картина течения и механизм неустойчивости в плоских и круглых струях весьма близки. При x/h = 1-5 неустойчивость течения в начальном участке плоской струи связана с коллективным взаимодействием крупномасштабных вихрей. Наконец, нарушение двумерности этих прямолинейных вихрей вдоль размаха играет ту же роль, что и нарушение азимутальной однородности кольцевых вихрей в круглой струе [1.36,1.37]. [c.25]

Шум сверхзвуковых струй включает ряд составляющих, определяемых источниками различного типа [7.3,7.6,7.14]. Это - шум смешения, излучаемый турбулентными вихрями в слое смешения излучение, создаваемое конвектируемыми со сверхзвуковой скоростью по отношению к внешней среде турбулентными вихрями широкополосная составляющая ударного шума, генерируемая при взаимодействии турбулентности с ударными волнами и, наконец, дискретная составляющая, обусловленная неустойчивостью струи при некоторых режимах течения. [c.179]

Гипотеза о наличии двух механизмов ламинарно-турбулентного перехода в слое смешения струи разреженного газа высказывалась в [53] применительно к наблюдаемому режиму самоорганизации течения в сверхзвуковой струе с числом Re = 10 — 10 . В условиях, рассматриваемых в настоящей работе при Re = 10 , когда экспериментально установлен ламинарный харгжтер течения на срезе сопла, представляется возможным развитие в слое смешения возмущений как за счет неустойчивости Кельвина — Гельмгольца, так и за счет неустойчивости Тейлора—Гертлера с последующей турбулизацией течения. [c.176]

Микро- и макроструктур закрученного потока представлякгг особый интерес для понимания физического механизма процессов течения и тепломассообмена. На структуру турбулентного течения существенно влияют особенности радиального распределения осредненных параметров и кривизна обтекаемой газом поверхности. При этом поле турбулентных пульсаций при закрутке всегда трехмерно и имеет особенности, отличающие его от турбулентных характеристик осевых течений [16, 27, 155, 156]. Одно из основных и характерных отличий состоит в том, что в камере энергоразделения вихревой трубы наблюдаются значительные фадиенты осевой составляющей скорости, характеризующие сдвиговые течения. Эти градиенты наиболее велики на границе разделения вихря в области максимальных значений по сечению окружной составляющей вектора скорости. Приосевой вихрь можно рассматривать как осесимметричную струю, протекающую относительно потока с несколько отличной плотностью, и естественно ожидать при этом появления эффектов, наблюдаемых в слоях смешения струй [137, 216, 233], прежде всего, когерентных вихревых структур с детерминированной интенсивностью и динамикой распространения. Экспериментальное исследование турбулентной структуры потоков в вихревой трубе имеет свои специфические сложности, связанные с существенной трехмерностью потока и малыми габаритными размерами объекта исследования, что предъявляет достаточно жесткие требования к экспериментальной аппаратуре. В некоторых случаях перечисленные причины делают невозможным применение традиционных [c.98]

Описанные в [2.70] специально поставленные опыты показали, что механизм подавления турбулентности при высокочастотном возбуждении сдвиговых течений не может быть объяснен ни взаимодействием волн Толмина-Шлихтинга в пограничном слое сопла и волн Кельвина-Гельмгольца в слое смешения, ни турбулизацией начального пограничного слоя при акустическом возбуждении. [c.82]

Механизмы воздействия акустических волн на нелинейное развитие трехмерных возмущений в затопленных струях исследованы в [2.24]. Авторами обнаружена жесткая неустойчивость струйных течений и слоев смешения по отношению к трехмерным конечно-амплитудным возмущениям типа раностного резонанса. Объяснен ряд явлений, связанных с аэроакустическим стабилизирующим и дестабилизирующим воздействием акустических волн на устойчивость и дальнобойность струй. Теоретический анализ проведен на базе трехмерных нестационарных уравнений Навье-Стокса без каких-либо дополнительных предположений при расчете как ламинарного, так и турбулентного течений. [c.82]

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]

Заключение. В предыдущих разделах показано хорошее совпадение теоретических расчетов, проведенных с использованием дифференциального уравнения (2.11) для турбулентной вязкости, с опытными данными на примере неавтомодельных течений в следе, струе и пограничном слое. Наряду с этими течениями уравнение для е было апробировано при расчете течения в зоне смешения двух полубеско-нечных потоков, и был проведен расчет течений в плоской пристенной струе, в плоском канале и, наконец, в сжимаемом турбулентном пограничном слое вплоть до числа Маха М = 10. Полученные и для этих примеров результаты подтвердили, что уравнение (2.11) пригодно для расчета широкого класса турбулентных и переходных плоских слаборасширяющихся течений типа пограничного слоя. [c.562]

Дело в том, что решенная выше задача о слое смешения на основе гипотез турбулентного трения Прандтля (6а) и (6в) предполагают суш ествование локальной связи между турбулентными и осредненными характеристиками потока. Опыт показывает, что такая связь реализуется в том случае, когда коэффициент турбулентной вязкости (или диффузии) в направлении течения растет или остается постоянным. В тех случаях, когда теоретическая локальная связь указывает на уменьшение коэффициентов переноса, в действительности этого не наблюдается, фактические значения коэффициентов переноса на очень протяженных участках течения сохраняются почти неизменными. Но при этом становятся неприменимыми зависимости (6в) и (70ж), опираюш иеся на локальные связи турбулентных характеристик с осредненными. В таком случае непригодны и зависимости (70з). [c.393]

В общем случае этим условиям удовлетворить невозможно. Очевидным преимуществом теории переноса, использующей уравнения для статистических моментов пульсаций, является ее независимость от подобных ограничений. Важным преимуществом рассматриваемой теории является также возможность учета с ее помощью влияния внешнего турбулентного течения иа процессы переноса внутри пограничного слоя. Действительно, благодар я наличию в уравнениях для вторых моментов членов, характеризующие турбулентную дис у-зию, является возможным расчет характеристик переноса вплоть до внешней границы пограничного слоя и, следовательно, учет (через посредство граничных условий) турбулентности внешнего потока. Следующим принципиальным преимуществом рассматриваемой теории является возможность учета влияния пульсаций давления на изменение пульсационных потоков скалярной субстанции, что невозможно при использовании феноменологической теории, основанной на понятии пути смешения . [c.69]

Отставание общей теории турбулентных течений приводит к тому, что при изучении турбулентных струй широкое распространение получили различные полуэмпирические методы. Одним из них является расчет свободных турбулентных течений путем замены дифференциальных уравнений пограничного слоя эквивалентными уравнениями типа теплопроводности. Этот метод, предложенный в разное время в работах i[JI. 1, 2 и др.], получил широкое развитие в исследованиях, проводимых в Институте энергетики АН Каз. ССР и в Каз. Гу имени С. (М. iKnpoBa Л. 3—5]. Предметом этих исследований явился ряд струйных течений, таких, как затопленные струи конечного размера, струи в спутном и встречном потоках и др. Значительное место в этих работах занимало также изучение механизма смешения в турбулентных потоках. [c.340]

Пассивное управление осуществляется за счет изменения начальных условий истечения (режим течения в пограничном слое на срезе сопла, изменение параметров этого слоя, начальная турбулентность потока, начальный масштаб турбулентности) или же изменения геометрии устройства, формирующего струю (форма сопла или диафрагмы с острыми кромками, сопла сложной геометрии прямоугольные, треугольные, эллиптические, кольцевые, многотрубчатые, лепестковые, сопла круглого сечения с генераторами продольных вихрей в их выходном сечении). Пассивное управление позволяет не только изменять топологию крупномасштабных когерентных структур, но при их ослаблении усиливать относительную роль мелкомасштабной турбулентности. Как правило, при пассивном управлении достигается интенсификация смешения, хотя при некоторых слабых воздействиях, приводящих к ослаблению когерентных структур в струе удается получить и противоположный эффект - ослабление перемешивания. [c.40]

В данной работе сделана попытка получить дифференциальное уравнение для , которое удовлетворяло бы следующим условиям во-первых, было бы достаточно простым и доступным для анализа не только численными, но и аналитическими методами во-вторых, чтобы это уравнение описывало достаточно широкий класс неавтомодельных турбулентных и переходных течений в следе, струе, канале и пограничном слое. Имеющиеся данные свидетельствуют о том, что уравнение для е может оказаться менее чувствительным к неточностям аппроксимаций и более универсальным, чем соотношения для е и L, которые используются во многих работах. Так, анализ известных данных о течении за решеткой [9], в том числе и при наличии градиента давления [10], показывает, что вдоль потока турбулентная вязкость остается приблизительно постоянной е = onst, а параметры е и L изменяются по весьма сложным законам [11]. На основе исследования смешения струй переменного состава [12] можно сделать вывод о том, что е практически не зависит от градиента плотности. Слабая зависимость е от эффектов сжимаемости при умеренных значениях числа Маха отмечается в работе [13]. Эти факты позволяют выбрать турбулентную вязкость в качестве характеристики, наиболее пригодной для обобщения экспериментальных и теоретических результатов. [c.548]

Свободные турбулентные течения, показанные на рис. 16-1, имеют одно важное свойство — то же, что и течения в пограничном слое, рассматривавшиеся ранее во всех случаях ширина Ь золы смешения мала по сравнению с ее протяженностью по направлению оси х, и градиент скорости в направлении оси у велик по сравнению с градиентом в направлении оси д . Это в точности те же предположения, которые были сделаны Пранд-тлем для упрощения уравнений движения как в случае ламинарного, так и в случае турбулентного пограничного слоя (см. 8-2 и 12-3). Следовательно, для установившегося двумерного течения однородной несжимаемой жидкости в случае свободной турбулентности уравнения движения и неразрывности будут такими же, как уравнения Прандтля для пограничного слоя с нулевым градиентом давления, а именно [c.431]

Крупномасшта 1ая структура в турбулентном слое смешения. Агнот, находящийся сверху и текущий со скоростью 1000 см/с, перемешивается под давлением 4 атм со смесью аргон-гелий, находящейся снизу, имеющей ту же плотность и тек>тцей со скоростью 380 см/с. Сделанная искровым методом теневая фотография показывает одновременно течение в плане и сбоку, демонстрируя пространственную структуру больших вихрей. Поло- [c.104]

Турбу.пентность не ограничивается течением в трубах, а также встречается, например, в течении, граничагцем с поверхностью тела, двигающегося в жидкости, так называемом пограничном слое. Течение в этом слое может быть ламинарным нри малых значениях числа Рейнольдса, и может стать турбулентным, если число Рейнольдса превышает онределенное критическое зпачепие. У этого изменения благоприятное последствие, потому что бурное смешение частиц дает возможность турбулентному слою ирилиннуть к поверхпости лучше, чем это делает ламинарный слой, который содержит меньше кинетической энергии и оставляет поверхность раньше. При малых значениях числа Рейнольдса, особенно в диапазоне, когда коэффициент лобового сопро- [c.92]

В соответствии с известными решениями для развития свободного вязкого слоя [7, 14, 15] параметр смешения и = и и суш,е-ственно постоянный для полностью ламинарного или турбулентного течения и вследствие этого геометрическая форма области отрыва также приблизительно неизменна в интервале средних значений числа Маха, реализованном в экспериментах Харвата. Как видно из фиг. 27, при больших Квз отношение Ьо1к1 почти не зависит от М и Ке как при ламинарном, так и при турбулентном течениях. При ламинарном течении наблюдается значительно больший разброс данных. Причина разброса значений №1 для двумерного и осесимметричного ламинарных течений недостаточно выяснена. [c.35]

Пятна турбулентности в области отрыва не могут расти, и течение в этой области остается ламинарным. Эксперименты Макгрегора [4] показали, что толщина вытеснения оторвавшегося слоя смешения растет весьма незначительно вдоль внешней границы пузыря от точки отрыва до появления турбулентности. По-видимому, это справедливо качественно и для длинного пузыря. [c.204]

При затоплешюм истечении в случае достаточно интенсивного вращепия па месте воронки размещается циркуляционная зона. Течение в этой зоне оказывается сильно турбулизировапным из-за наличия в профиле осевой скорости точек, перегиба, генетически связанных с тангенциальным разрывом, который имел бы место в идеальной жидкости. Развитие такого рода неустойчивости обычно порождает свободную турбулентность, как, папример, в струях, следах, слоях смешения, которые допускают неплохое описание с помощью модели турбулентной вязкости VJ , определяемой эмпирически [144]. Целью дальнейгнего является использование решений второго типа, рассмотренных в 1 для описания вращающегося потока, наделенного турбулентной вязкостью, зависящей от состояния движения. Турбулентная вязкость не задается, а определяется феноменологически из некоторого вариационного принципа. [c.213]

Опыты [4-7, 8, 10, 11] показывают, что растекание турбулентной струи прямоугольного сечения в затопленном пространстве сопровождается деформацией ее поперечного сечения, причем малая сторона прямоугольника в направлении течения увеличивается, а большая уменьшается (рис. 1, ао = 5.256о, 1 - слой смешения). На некотором расстоянии от начала струи ее поперечное сечение становится квадратным и с дальнейшим развитием струи направления короткой и длинной сторон ее сечения меняются местами. Но-видимому, если бы на этот процесс не влияло турбулентное перемешивание, то на некотором удалении от начала струи ее прямоугольное сечение приобрело бы первоначальную форму, но было бы расположено под прямым углом к начальному. После этого направление деформации изменилось бы на обратное. Однако турбулентное перемешивание приводит к тому, что колебания формы поперечного сечения прямоугольной струи затухают. [c.310]

На первый взгляд можно подумать, что турбулентный пограничный слой на пластине или на любом другом теле можно рассчитать на основании уравнений движения (19.3а) и (19.36) так же, как ламинарный пограничный слой, с той только разницей, что учет сил трения необходимо производить одним из способов, указанных в главе XIX. Однако до настоящего времени такой расчет турбулентного пограничного слоя выполнить невозможно, так как пока мы не знаем, во-первых, характера смыкания турбулентного пограничного слоя с ламинарным подслоем, всегда существующим в непосредственной близости от стенки, и, во-вторых, закона трения в этой переходной области. В этом отношении в более выгодном положении находятся задачи связанные со свободной турбулентностью (глава XXIV), т. е. с такими турбулентными течениями, которые не ограничены какими-либо стенками. Примерами свободной турбулентности могут служить смешение струи с окружающей ее неподвижной жидкостью или размыв следа позади тела. Такого рода чисто турбулентные течения могут быть рассчитаны на основе дифференциальных уравнений в сочетании с эмпирическими законами турбулентного трения. В задачах же, связанных с турбулентным пограничным слоем, интегрирование уравнений движения весьма затруднительно поэтому для расчета турбулентного пограничного слоя пока приходится прибегать главным образом к приближенным методам, сходным с приближенными методами, разработанными для расчета ламинарного пограничного слоя. Приближенные методы для расчета турбулентного пограничного слоя также основаны в первую очередь на теореме импульсов, с успехом используемой для расчета ламинарного пограничного слоя. [c.571]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...