Турбулентное течение за телом вращения

В гл. 11 мы получили приближенное уравнение для расчета теплоотдачи при турбулентном пограничном слое на теле вращения или внутри его—(11-30). Уравнение (11-30) должно быть также решением -уравнения при постоянных физических свойствах и малых скоростях массопереноса аналогично тому, как при постоянной скорости внешнего течения в качестве. 5 -уравнения использовалось уравнение (15-8). Тогда, подставив в уравнение (11-30) St = =g /G и Pr = )i./A и рассматривая лишь случай постоянной разности температур (исключив из уравнения to—toe), получим [c.385]

Как видно из фиг. 22 и 23, характеристики донного давления при турбулентном течении заметно отличаются от соответствующих характеристик при ламинарном течении. Влияние угла сужения хвостовой части на донное давление при турбулентном течении с малой сверхзвуковой скоростью за профилем заметно отличается от его влияния в случае тела вращения, причем оно мало для профиля и велико для тела вращения. [c.34]

К тому же при малых числах Маха донное давление при турбулентном течении за профилем значительно ниже донного давления за телом вращения, а при больших числах Маха донное давление в обоих случаях примерно одинаковое [22]. [c.34]

Распространение формулы для на области, удаленные от критической точки, и, что особенно важно, на турбулентное течение приводит к изменению величины р, изменению обобщенной аналогии между тепло-и массообменом ). Каких-либо обобщенных зависимостей для произвольных градиентов давления и других определяющих параметров здесь не получено- Впрочем, для ламинарного режима в силу принципа локальной автомодельности, указанного Л. Лисом, формула для Яэф указанного выше вида используется для расчетов и для точек поверхности, далеких от критической точки. Однако недавние численные расчеты многокомпонентного пограничного слоя на теле вращения, выполненные [c.557]

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]

Сопротивление тел в околозвуковом, сверхзвуковом и гиперзвуковом диапазонах скоростей представляет особую область газовой динамики, которую во вводном курсе осветить невозможно. Поэтому здесь будут приведены лишь некоторые экспериментальные результаты для основных форм обтекаемых тел и некоторые ссылки на более обширные источники информации. Изменение коэффициента сопротивления сфер и цилиндров в зависимости от числа Маха свободного потока в диапазоне от 0,1 до 10 иллюстрируется на рис. 15-29. На этом рисунке показано влияние сжимаемости при числах Рейнольдса как выше, так и ниже того, которое необходимо для перехода в пограничном слое от ламинарного течения к турбулентному. Для чисел Маха больше 0,7 влияние вязкости стаиовится малым, и кривые сливаются. Для сопоставления на рис. 15-30 Л. 14] показаны характеристики сопротивления удлиненной ракеты, корпус которой представляет собой заостренное тело вращения. Это тело имеет очень высокое критическое число Маха (Макр 0,95), и при Ма=3 сила сопротивления, действующая на него, составляет примерно 1/5 от сопротивления сферы с тем же диаметром, что и максимальный диаметр ракеты. Удобообтекаемое с точки зрения дозвукового потока тело, т. е. тело со скругленной передней кромкой, испытывает в сверхзвуковом потоке очень высокие силы сопротивления по сравнению с заостренными телами. [c.428]

Влияние охлаждения турбулентного пограничного слоя в интервале температур от —18 до —85° С (что соответствует TJTs = = 0,96—0,75) на отрывное течение было экспериментально исследовано Чернецки и Синклером 168] при М о = 1,61 в интервале чисел Рейнольдса от 11,6-Ю до 34,8-10 , вычисленных по расстоянию от носка модели до точки отрыва и условиям в невозмущенном потоке. Результаты показывают, что влияние теплопередачи на пик давления, связанный с отрывом на теле вращения, очень слабо сказывается или почти не сказывается на угле наклона скачка уплотнения, вызываемого отрывом. Изменение условий теплообмена на стенках сверхзвукового сопла Лаваля за счет изменения температуры торможения не оказывает существенного влияния на отрыв [69]. [c.157]

Пограничные слои на вращающихся телах вращения. В качестве простейшего примера пограничного слоя на вращающемся теле мы рассмотрели в 2 главы V пограничный слой на диске, вращающемся в неподвижной жидкости. При таком течении жидкость, увлекаемая пограничным слоем, отбрасывается наружу под действием центробежной силы и заменяется жидкостью, притекающей к диску в направлении оси вращения. Обобщением этого случая является пограничный слой на вращающемся диске (радиус Л, угловая скорость со), обтекаемом в направлении оси вращения со скоростью С/оо. Такое течение характеризуется двумя параметрами числом Рейнольдса и числом С/оо/(оЛ, представляющим собой отношение скорости набегающего течения к окружной скорости. Для ламинарного течения эта задача решена точно мисс М. Д. Ханнах [ ] ) и А. Н. Тиффор-дом [ ], а приближенно — Г. Шлихтингом и Э. Труккенбродтом [ ]. Для турбулентного течения приближенное решение дано Э. Труккенбродтом На рис. 11.9 изображена полученная Г. Шлихтингом и Э. Труккенбродтом зависимость коэффициента момента сопротивления [c.235]

А. М. Кьюз а также Г. Б. Сквайр и Дж. Троунсер струю конечной ширины, вытекающую из сопла в равномерный поток жидкости. В этом случае вблизи отверстия сопла происходит преобразование равномерного распределения скоростей в распределение скоростей, вычисленное выше. Турбулентная струя, вытекающая из сопла в поток жидкости, движущийся со скоростью С/оо в одном направлении со струей, отличается от спутного течения позади изолированного тела в основном только знаком скорости в формуле (24.31), а именно в случае струи и > С/оо, а в случае спутного течения и а С/оо. В частности, далеко позади сопла, где 1 С/оо, струя расширяется по таким же законам, как плоское спутное течение и спутное течение за телом вращения (таблица 24.1). Г. Райхардт из экспериментов нашел, что распределение полного давления или соответственно избытка импульса [c.669]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...