Турбулентное течение за решеткой

Однако из-за турбулентного течения в решетке расчетные методы носят полуэмпирический характер, поэтому большое значение приобретают экспериментальные исследования. [c.54]

О статистических характеристиках разностей Л и можно все же высказать некоторые приближенные утверждения, весьма просто проверяемые и имеющие широкую область применимости. А именно, можно воспользоваться тем, что как в случае большинства искусственных турбулентных течений (течений за решеткой в аэродинамической трубе, турбулентных струй, течений в трубах, каналах, пограничных слоях и т. д.), так и в случае атмосферной турбулентности пульсации скорости имеют, как правило, заметно меньшую величину, чем типичная средняя скорость. Поэтому можно надеяться, что во всех таких случаях без большой ошибки можно воспользоваться приближенным равенством и (J p, Iq) ( о т. е. заменить щ средней скоростью и в точке (j q, t ). Далее, турбулентные пульсации в фиксированной точке Xq в течение небольшого промежутка времени (ip. 0 + " ) можно попробовать приближенно представить как результат переноса через эту точку с постоянной скоростью и (Xq, iq) = u и без искажений турбулентных возмушений, расположенных в начальный момент вдоль луча J , выходящего из j q и направленного обратно направлению вектора и. Как уже указывалось на стр. 15—16, такое представление было впервые использовано Тэйлором (19386) в применении к турбулентности за решеткой в аэродинамической трубе с тех пор допущение о его законности называется гипотезой Тэйлора или гипотезой замороженной турбулентности (так как согласно этой гипотезе турбулентные образования в системе отсчета, движущейся со скоростью и, считаются замороженными , т. е. не меняющимися во времени). На самом деле, разумеется, турбулентные возмущения не переносятся осредненным течением без искажений как одно целое, а постепенно эволюционируют в процессе переноса, изменяя свою форму. Смысл гипотезы [c.332]

Влияние числа Рейнольдса на характеристики решеток, как показывают многочисленные исследования, особенно велико при отрывном обтекании спинки профиля или при наличии утолщенной выходной кромки. При безотрывном течении для хорошо спрофилированных решеток потери энергии в широком диапазоне числа Re остаются практически постоянными (рис. 4-10,а). Уменьшение числа Re, подсчитанного по параметрам за решеткой и хорде профиля как для перегретого, так и влажного пара приводит к незначительному росту коэффициентов потерь до Re 2-10 l Дальнейшее уменьшение Re приводит к некоторому снижению потерь, что связано с переходом турбулентного пограничного слоя в ламинарный. Рост кромочных потерь в этом случае влияет на изменение суммарных потерь в меньшей степени. [c.89]

При более сложных граничных условиях, представленных близостью двух зон диффузии в зеркальном изображении, перечисленные допущения о подобии, очевидно, применимы лишь в качестве первого приближения значительно выше по течению и в дифференциальной функциональной форме значительно ниже по течению от области смыкания зон. Если, кроме того, такие отображения повторяются многократно (как это происходит в потоке за решеткой) или если зона свободной турбулентной диффузии ограничена в поперечном направлении (как в потоке, движу- [c.337]

Функцию В(т) обычно можно определить по одной измеренной реализации процесса с помощью осреднения по времени (см. выше п. 4.6), а функцию Е(<о) можно независимо измерить с помощью совокупности полосовых фильтров с различными полосами пропускания, поэтому формулы (5.17) и (5.18) допускают непосредственную экспериментальную проверку. Такая проверка этих формул впервые была проведена Тэйлором (19386) в приложении к пульсациям u(t) продольной компоненты скорости в фиксированной точке турбулентного течения в аэродинамической трубе за решеткой, измеренных с помощью термоанемометра. Спектральная [c.212]

Одним из простейших случаев, к которому можно приложить сформулированную гипотезу, является турбулентность в аэродинамической трубе за решеткой, установленной для турбулизации течения. В этом случае средняя скорость и = Uq (где Ь — единимый вектор оси Ох ) строго постоянна, и, следовательно, [c.500]

Рассмотренные выше полуэмпирические теории хотя и позволяют производить расчет турбулентных течений (примеры такого расчета будут даны в следующих главах), все же оставляют желать лучшего, поскольку каждая из них приспособлена только к одному определенному, а не ко всем видам турбулентного течения. Так, например, формула Прандтля (19.7) совершенно неприменима к изотропной турбулентности, возникающей позади решетки с мелкими ячейками, так как при такой турбулентности градиент скорости основного течения всюду равен нулю. В связи с этим Л. Прандтль предложил существенное обобщение теорий расчета развитой турбулентности, изложенных в 2 и 3 настоящей главы. Обобщенная теория дает систему формул, пригодную для всех видов турбулентности (турбулентность вблизи стенки, свободная турбулентность, изотропная турбулентность). В новой теории Л. Прандтля за основу берется кинетическая энергия турбулентного пульсационного движения, равная [c.534]

Одним из простейших случаев, к которому можно приложить сформулированную здесь гипотезу, является случай турбулентности в средней части аэродинамической трубы за решеткой, специально установленной для турбулизации течения. [c.479]

Если же отвлечься от объяснения данных о пульсациях скорости за решеткой в аэродинамической трубе и говорить о чистой теории турбулентности, то приложимость результатов настоящего и предшествующего пунктов к идеализированным турбулентным течениям, удовлетворяющим указанным начальным условиям в момент = не будет вызывать никаких сомнений. Но и вопрос о поведении в окрестности нуля спектра безграничной однородной турбулентности с отличными от нуля корреляционными функциями третьего порядка представляется интересным вне зависимости от того, может он или не может иметь отношение к реальной турбулентности за решеткой поэтому мы теперь рассмотрим подробно этот последний вопрос. [c.151]

В течение заключительного периода вырождения турбулентности за решеткой функция (г), по-видимому, имеет форму, близкую к (15.53 ) (см. стр. 147) поэтому из формул (18.10) — (18.12) здесь вытекают соотношения [c.231]

Подтверждения предсказаний такого рода прежде всего были получены целым рядом экспериментаторов для турбулентности за решеткой в аэродинамической трубе (см., например, обзорную статью Бэтчелора (1947)). хотя вопрос об их степени точности в этих условиях до сих пор вызывает некоторые разногласия. Нас. однако, этот класс турбулентных течений не должен очень интересовать, так как здесь локальную изотропность можно объяснять просто тем. что рассматриваемая турбулентность является приближенно изотропной ). Поэтому заметно более интересной представляется проверка указанных предсказаний в случае турбулентности, заведомо не являющейся изотропной. [c.418]

Газодинамическая и тепловая эффективность решеток турбин включает коэффициент профильных потерь, угол выхода потока из решетки, распределение статического давления и коэффициента трения по внешнему контуру профиля. В охлаждаемых лопатках турбины с простейшей открытой схемой охлаждающий воздух выпускается через щель в выходной кромке профиля, взаимодействует со следом за решеткой и изменяет его структуру. Современные методы расчета течения в решетках турбомашин представлены в [1 ]. Экспериментальные исследования приведены в [1, 5, 6]. Анализ струйных турбулентных течений представлен в [7], в которой использованы различные расчетные методы полуэмпирические модели [7] интегральные методы в моделях тонкого пограничного слоя и сильного взаимодействия [8] частные аналитические решения уравнений Навье - Стокса [9] совместно с моделями турбулентности [10]. [c.12]

Короткая зона ламинарного отрыва очень слабо влияет на поле потенциального течения, поэтому обычно ею пренебрегают при расчете распределений давления. Воздействие этой зоны на пограничный слой более сложное. Обычно (но не всегда) его можно уподобить препятствию на поверхности в виде проволоки, которая способствует быстрому переходу ламинарного потока в турбулентный. С увеличением нагрузки на лопатки зона ламинарного отрыва уменьшается, и когда ее длина становится меньше соответствующей зоны перехода, происходит резкое увеличение размера зоны отрыва или же нередко полный срыв потока без последующего присоединения. При анализе таких течений часто принимается, что граничная линия тока является линией тока основного течения и вниз по потоку происходит перемешивание без восстановления давления. Такое предположение впервые сделано в работе [8.46] применительно к течению в решетках, и на его основе проведены расчеты потерь при полностью отрывных течениях. Этот метод позволяет получить решение задачи в первом приближении, хотя многими существенными физическими процессами в нем пренебрегается. Так, необходимо учитывать нестационарность течения в следе за плохообтекаемым телом. Кроме того, описанные в предыдущей главе процессы схода дискретных вихрей будут приводить к дополнительным потерям импульса. [c.235]

Анализ структуры потока в сопловых (реактивных) и активных решетках и криволинейных каналах (см. 11-1 и 11-2) показывает, что потери энергии при течении влажного пара возрастают. Увеличение потерь при дозвуковых скоростях обусловлено а) перераспределением давлений по обводу профиля с соответствующим изменением структуры пограничного слоя на спинке б) неизбежным дроблением капель при взаимодействии их с входными кромками лопаток в) расслоением линий тока паровой и жидкой фаз в криволинейных каналах и скольжением жидкой фазы г) образованием пленки на обводе профиля и соответствующим увеличением потерь на трение (в пленке и парокапельном пограничном слое, где капли движутся со скольжением) д) дроблением пленки и крупных капель за выходными кромками и интенсификацией вихревого движения е) переохлаждением пара в каналах ж) изменением степени турбулентности в каналах з) интенсификацией вторичного движения в решетке и участием пленки и капель в нем. [c.305]

Заключение. Проведено обобщение трехпараметрической модели турбулентности, дополненной уравнением переноса для поперечного турбулентного потока тепла, на случай течения в вертикальных обогреваемых трубах при наличии силы тяжести, совпадающей по направлению с осью трубы. Для продольного турбулентного потока тепла, входящего в уравнения модели, предложено алгебраическое соотношение. Входящая в него константа определена из экспериментов по вырождению турбулентности за нагреваемыми решетками. [c.711]

Распределение скоростей непосредственно позади выхода из решетки имеет в направлении фронта решетки четко выраженные впадины, возникающие под влиянием пограничных слоев отдельных лопаток. Ниже по течению эта разность скоростей вследствие турбулентного перемешивания выравнивается, что влечет за собой дальнейшую потерю энергии. Эту потерю можно вычислить на основании теоремы импульсов. Найденное значение следует присоединить к потере, возникающей в пограничном слое на решетке. [c.687]

На рис. 8-12 приведены результаты измерений в пограничном слое на спинке профиля ТС-2А. Значительная конфузорность каналов этой решетки (.рис. 8-12,а) создает благо<приятные условия для сохранения ламинарного режима в слое. Однако при выходе в косой срез (хсп = 0,5) ламинарный слой теряет устойчивость и переходит в турбулентный. Зона перехода вполне удовлетворительно определяется описанным в гл. 5 способом и занимает около 4% общего обвода профиля. Далее течение в пограничном слое носит явно выраженный турбулентный характер (рис. 8-12,6). За областью перехода Б косом срезе на спинке отмечается интенсивное нарастание толщины потери импульса. [c.478]

Итак, зависимости потерь от числа Рейнольдса как в компрессорных, так и в сопловых решетках одинаковы в том отношении, что за пределами критического диапазона чисел Рейнольдса (приблизительно 10 <Ке<10 ) для них явно превалирует единый степенной закон. Зависимость потерь в переходной области при 10 <Ке<10 менее предсказуема как для компрессоров, так и для турбин. В пределах этого диапазона чисел Рейнольдса существует большая разница в характере зависимостей потерь для рассматриваемых классов решеток. В случае компрессорных решеток изменения потерь в критическом диапазоне чисел Рейнольдса более резкие, что связано с явлениями отрыва пограничного слоя. Характеристика зависимости потерь от числа Рейнольдса может иметь гистерезис, размеры которого, вероятно, определяются степенью турбулентности потока [7.53]. На рис. 2.7 показано, что от степени турбулентности потока зависит место резкого увеличения потерь. Для надежного расчета характеристик компрессорной решетки в переходной области потребуется дальнейший прогресс в разработке методов расчета отрыва ламинарного и турбулентного пограничных слоев. Отрыв потока в турбинных решетках слабее подчиняется общему закону, так что расчет характеристик этих решеток в переходном диапазоне чисел Рейнольдса определяется процессом ламинарно-турбулентного перехода. Как указывалось в гл. 7, пока не существует расчетных методов определения процесса перехода, которые правильно учитывали бы влияние степени турбулентности в ядре потока. Течение в переходной области может быть как ламинарным, так и турбулентным (но в целом неустойчивым), и для облегчения расчета таких явно разнохарактерных зависимостей потерь, какие изображены на рис. 11.10,а, необходимы достоверные данные о начале и конце процесса перехода. [c.333]

Он привел также некоторые соображения, согласно которым А (Рг-Ке) =(Ре) где Не — число Рейнольдса турбулентности. Это предсказание оказалось в качественном согласии с данными экспериментов Майкельсена (1959), измерившего распределение средней концентрации гелия и углекислого газа за точечным источником в турбулентном течении за решеткой в аэродинамической трубе. Однако ни количественного подтверждения формулы Сафмена (11.45), ни хотя бы качественного подтверждения формулы (11.38), относящейся к малым значениям 1 — о, до сих пор не получено. [c.542]

Исследование вихревого установившегося потока производится в двумерных решетках, в частности, в плоском потоке невязкой несжимаемой жидкости через вращающиеся круговые рещетки. Течение вязкой жидкости изучается в плоских установившихся потоках при больших числах Рейнольдса, когда влияние вязкости сводится к образованию на профилях пограничного слоя и турбулентных следов за решеткой. [c.14]

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]

Эти формулы были использованы для исследования турбулентных течений за обтекаемой решеткой. Они хорошо подтвердились наблюдениями Драйдена, он полагал [c.245]

Ф1(1) так как, однако, в универсальную нормировку спектра и волнового числа к входит лишь то, опираясь на данные Стюарта и Таунсенда (1951), можно показать, что для исследовавшихся Гибсоном и Шварцем течений за решеткой (так же как и для всех вообще турбулентных течений, для которых интервал энергии спектра не содержит волновых чисел к, превосходящих 0,2/11) влияние вводимой таким образом поправки на универсальную кривую ф1 ( ) должно быть практически мало заметным. Этот вывод позволяет объяснить согласие данных Стюарта и Таунсенда, относящихся к небольшим значениям Ке, но относительно очень большим кц, с универсальной кривой ф, (I) для больших Ке, не входя в противоречие с общими выводами теории Колмогорова. [c.442]

Таким образом, сверхзвуковой поток, прежде чем попасть в межлопаточный канал, проходит через бесконечную систему ударных волн с постепенно увеличивающейся интенсивностью в области между соседними ударными волнами поток разгоняется до все больших скоростей (по мере приближения его к фронту решетки). Перед участком ударной волны, расположенным у входа в межлопаточный канал, газ движется поступательно с числом Маха, равным Мта1- На этом участке происходит наиболее интенсивное торможение потока, в результате которого на выходе из межлопаточного канала устанавливается дозвуковое течение. При этом величина потерь полного давления в различных элементарных струйках, прошедших через систему ударных волн, будет различна, так как интенсивность волн падает слева направо. Следовательно, при рассматриваемом обтекании решетки идеальным невязким потоком газа в достаточно удаленном от входа сечении межлопаточного канала, где статическое давление, а значит, и направление скорости уже постоянны по его ширине, величина скорости останется переменной. С целью упрощения задачи будем предполагать, что в результате турбулентного обмена между струйками поток внутри межлопаточных каналов полностью выравнивается и в соответствии с этим за решеткой устанавливается равномерный по шагу поток с постоянными статическим и полным давлениями, причем направление этого потока совпадает с направлением пластин (угол отставания б равен нулю). Важно отметить, что сделанное здесь предположение о выравнивании потока в межлопаточных каналах существенно отличается от сделанного в предыдущем параграфе предположения о выравнивании потока в сечении далеко за решеткой. В этом последнем случае мы только несколько завышаем потери по сравнению с теми потерями, которые имеются в невязком потоке газа, оставляя при этом неизменным течение в самой решетке, а следовательно, неизменным и силовое воздействие потока на нее. Иное дело при выравнивании потока в лопаточных каналах, при котором вследствие изменения течения в самой решетке происходит не только увеличение потерь, но и изменение величины равнодействующей по сравнению с ее значением в идеальном — невязком потоке газа ). Конечно, можно предположить, что выравнивание пото- [c.90]

При не слишком малом т распределение р(У т х, о) уже не может быть выражено через эйлеровы статистические характеристики. Однако если т > Г, то правая часть (10.24) может быть представлена в виде суммы ряда интегралов, берущихся по непересекающимся интервалам времени продолжительностью более Т и являющихся слабо зависимыми случайными величинами. Поэтому к этой сумме должна быть применима центральная предельная теорема для слабо зависимых случайных величин, согласно которой распределение вероятностей суммы большого числа таких величин при некоторых широких условиях оказывается очень близким к нормальному. В последние годы центральная предельная теорема была при некоторых условиях доказана и непосредственно для интегралов вида (10.24) (см., например, Розанов (1990), где рассмотрен случай интеграла от стационарной случайной функции близкие теоремы имеются и для интегралов от некоторых нестационарных случайных функций). К сожалению, прямо воспользоваться этими доказательствами все же нельзя, так как фигурирующие в них условия, налагаемые на случайные функции, не могут быть точно проверены в применении к характеристикам реальных процессов. Тем не менее эти условия настолько естественны, что было бы крайне странно, если бы распределение вероятностей для смещения У(т) при т > Г существенно отличалось от нормального распределения. В некоторых случаях распределение для (т) (или хотя бы для отдельных компонент этого вектора) может быть найдено экспериментально с помощью измерения распределения концентрации в различных сечениях облака , создаваемого источником примеси (например, распределения температуры в различных сечениях теплового следа за нагретым телом). Таким образом, удалось и экспериментально показать, что во многих турбулентных течениях распределение для (т) при больших т действительно очень близко к нормальному, причем в частном случае турбулентности в аэродинамической трубе за решеткой оказалось, что оно является почти нормальным при всех значениях т (см., например, Коллис (1948), Таунсенд (1951), Уберои и Корсин [c.494]

У1(т)= /от, У2(т) = Уз(т) = 0. Однако турбулентность здесь все же не является вполне однородной так как под действием вязкости интенсивность пульсаций скорости слегка убывает с возрастанием расстояния от решетки. Как показывают результаты измерений характеристик такой турбулентности (о них будет рассказано в томе 2 этой книги), в течение начального периода вырождения (т. е. на сравнительно небольших расстояниях от решетки) турбулентность за решеткой приблизительно однородна в плоскостях х = onst и отличается при разных значениях х лишь масштабом скорости, который часто можно считать пропорциональным [c.500]

С. Д. Смита, П. Ф. Хемблина и Р. В. Берлинга или К. Г. Гибсона и В. Г. Шварца, в первой из которых описываются измерения в воздухе над морем, а во второй—в турбулентном течении воды за решеткой в гидродинамической трубе). Пропорциональные к / участки были обнаружены и Л. Г. Елагиной (1963), выполнившей ряд измерений спектров пульсаций абсолютной влажности (т. е. концентрации водяного пара) в атмосфере, а также некоторыми зарубежными авторами, измерявшими спектры пульсаций концентрации примеси в турбулентных течениях в лаборатории ). Наконец, закон пяти третей хорошо подтверждается и для спектров пуль- [c.500]

Приближение турбулентности за решеткой к изотропии можно ускорить, создав в трубе на небольшом участке ее длины дополнительное сжатие течения, приводящее к выравниванию среднеквадратичных значений продольной и поперечных компонент пульсационной скорости. При этом удается достигнуть большей близости турбулентности в аэродинамической трубе к изотропной турбулентности, чем та. которая наблюдается в обычных экспериментах без сжатия (см., например, Уберои и Уоллес (1967), Конт-Белло и Корсин (1966)). [c.116]

Поскольку поведение спектра в крайней коротковолновой области, по-видимому. определяется исключительно значениями е и V, можно рассчитывать. что и поведение спектра в примыкающей области средних значений к в турбулентности за решеткой также будет зависеть лишь от небольшого числа определяющих параметров. Это предположение фактически и лежит в основе всех рассматривавшихся выше гипотез об автомодельности, в которых за определяющие параметры принимались какие-то характерные значения длины I и скорости V. Некоторые качественные физические соображения, поясняющие возможное происхождение автомодельного квазиравно-весия> в области средних волновых чисел, были указаны Гейзенбергом (19486) и Бэтчелором (1953). Основное место в рассуждениях Гейзенберга и Бэтчелора занимает предположение о том. что в области волновых чисел, непосредственно гфимыкающей к универсальной области спектра (определяемой значениями е и V), спектр будет зависеть еще лишь от одного дополнительного параметра, как-то характеризующего стадию вырождения турбулентности. Б качестве простейшего предположения такого типа Бэтчелор допустил, что за дополнительный параметр можно принять время < — отсчитываемое от условного начального момента времени о- Отсюда, в частности, вытекает, что единственный безразмерный параметр, который можно составить из V и — <о. а именно / = е(< — ioУ/v, в течение всего периода существования рассматриваемого квазиравновесия должен иметь постоянное значение (так как он не может зависеть от размерного [c.190]

В случае почти изотропной турбулентности за решеткой в аэродинамической трубе Т > Ци, где и = а Ь — интегральный масштаб турбулентности (см. стр. 179—180). В случае турбулентности с переменной в пространстве средней скоростью обычно где Ь м и —типичные масштабы длины и скорости среднего течения (иначе член с производной по времени в уравнениях Рейнольдса будет по порядку величины отличаться от членов, содержащих пространственные производные). Исходя отсюда, мы будем в дальнейшем для простоты всегда считать, что Т( = Ци. Заметим, что и в случае установившегося турбулентного потока с градиентом средней скорости, в котором и = и(х) не зависит от t, для того, чтобы пульсации масштаба 1 были статистически изотропными, необходимо, чтобы выполнялось условие я Уи иначе пульсации будут деформироваться неизотропным образом полем средней скорости (скорость. формации характеризуется как раз типичным временем порядка см. Уберои (1957) и Корсин (19586), где [c.312]

Приборы, применявшиеся в перечисленных выше измерениях спектров атмосферной турбулентности, по своей инерционности и габаритам не позволяли надежно регистрировать наиболее мелкомасштабные компоненты турбулентности и перейти через верхнюю границу инерционного интервала спектра волновых чисел (или частот). Эту трудность удалось преодолеть в последние годы ряду исследователей, создавших достаточно малоинерционные и малогабаритные датчики скорости и использовавших их для измерения спектров турбулентности (и в природных и в лабораторных течениях) не только в инерционном интервале, но и в интервале диссипации. Назовем прежде всего относительно раннюю работу Бетчова (1957), использовавшего термоанемометр с платиновой нитью толщиной 1,25 мкм и длиной 1 мм и проведшего с его помощью измерения спектра турбулентности, образующейся в весьма своеобразных условиях — внутри трубы при засасывании в нее воздуха через 80 отверстий в ее передней и боковых стенках и перемешивании образующихся воздушных струек. Число Рейнольдса, составленное по средней скорости и диаметру отдельнЬй струйки, здесь было равно 3,5 Ю , но турбулентность была гораздо более интенсивной, чем в аэродинамической трубе за решеткой при Re того же порядка, и характеризовалась значительно большими значениями пульсационного числа Рейнольдса Re . Согласно полученным Бетчовым результатам, одномерный продольный спектр El (k) пропорционален на довольно большом интервале [c.436]

Использование на рис. 76 логарифмических масштабов по обеим осям координат может в какой-то мере скрадывать разброс экспериментальных точек относительно универсальной кривой. Поэтому представляет интерес посмотреть, как будет выглядеть разброс экспериментальных точек при использовании на графике естественных масштабов. Для этой цели мы приводим на рис. 77 графики нормированных одномерных спектров диссипации энергии (/гт1) Ф1 ( Л)-Здесь данные рис. 77а относятся к измерениям Гранта, Стюарта и Моильета и к измерениям Понда, Стюарта и Берлинга, а данные рис. Пб (заимствованного из работы Гранта, Стюарта и Моильета)— к более ранним измерениям характеристик турбулентных течений в канале (Лауфер (1951).), в трубе (Лауфер (1954)), в пограничном слое на плоской пластинке (Клебанов (1955)) и за решеткой в аэродинамической трубе (Стюарт и Таунсенд (1951)). Из этих графиков видно, что, несмотря на несколько больший разброс индивидуальных эмпирических точек, чем на рис. 76, разнородные экспериментальные данные разных авторов вполне удовлетворительно согласуются друг с другом в частности, согласно всем этим данным, максимум спектра диссипации энергии достигается около точки к г 1/8т1. [c.443]

Рассмотрено численное моделирование течения газа, структуры потока, локальных коэффициентов трения, профильных потерь и угла выхода потока в плоских турбинных решетках с использованием двухмерных уравнений Рейнольдса. Для нахождения характеристик турбулентности использована двухпараметрнческая дифференциальная <5г-а>-модель турбулентности. Выявлена структура потока за выходной кромкой решетки. Расчетные значения локального давления газа и коэффициента трения на контуре профиля, профильных потерь и угла выхода потока сопоставлены с экспериментальными данными на трансзвуковой сопловой решетке при обтекании с различными величинами приведенной скорости газа за решеткой и относительного расхода выдуваемого воздуха. [c.12]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...