Скорость поля пульсаций

Вектор скорости поля пульсаций в какой-либо точке внутри объёма т и в какой-либо момент времени внутри интервала времени Дг будет представляться в виде разности [c.444]

В этом частном случае Хр определяется лишь характером поля пульсаций скорости. В общем же случае после интегрирования уравнения (2.156) величина Кр не исчезает и Хр является функцией, зависящей от характеристик поля скоростей и по.ля температур. [c.86]

Заметим, что выражение (4.23) отличается от выражения (2.19) главы XI только множителем р и наличием знака осреднения над произведениями проекций вектора скорости пульсаций. Следовательно, поле возмущений, введённое нами в главе XI при исследовании устойчивости ламинарных течений, совпадает в некотором отношении с полем пульсации, которое вводится при изучении турбулентного движения жидкости. [c.465]

Величина Г , представляемая в виде (9.1), была введена в цитированной выше работе А. Н. Колмогорова в качестве масштаба поля пульсаций наибольшего порядка , постепенно затухающих благодаря вязкости, и названа впоследствии внутренним масштабом турбулентности. Характерный масштаб полей пульсаций первого порядка назван внешним масштабом турбулентности. Знание величины внутреннего масштаба турбулентности полезно и практически в том отношении, что для измерения истинного градиента скорости в турбулентном потоке необходимо измеряющие приборы устанавливать на расстоянии, меньшем, чем Т . По имеющимся данным величина этого масштаба для турбулентности в атмосфере равна примерно одному сантиметру, а в условиях аэродинамических труб имеет порядок долей миллиметра. [c.502]

Рассуждения, проведённые выше при определении внутреннего масштаба турбулентности, не могут быть непосредственно перенесены на определение внешнего, и промежуточных масштабов турбулентности на том основании, что по мере понижения порядка пульсации , т. е. по мере повышения масштаба турбулентности, должна уменьшаться зависимость его от вязкости жидкости. Таким образом, при оценке промежуточных масштабов турбулентности мы должны коэффициент вязкости из рассмотрения исключить и сохранить лишь удельную энергию г , под которой теперь следует понимать не энергию, рассеиваемую в теплоту, а энергию, передаваемую от поля пульсаций данного порядка к полю пульсаций порядка на единицу выше. Рассматривая удельную энергию е,, и сам линейный масштаб /д. поля пульсаций порядка к с точки зрения размерностей, мы видим, что из них можно составить только одну комбинацию, имеющую размерность скорости, в виде [c.502]

Как уже указывалось, турбулентное движение жидкости характеризуется хаотичным беспорядочным случайным изменением скоростей и других гидродинамических параметров. Эти изменения носят характер нерегулярных пульсаций и потому допускают осреднение и представление поля любого гидродинамического параметра а виде суммы двух полей поля осредненного параметра и поля пульсаций параметра. [c.119]

Причинная связь турбулентность струи - спектр на анализаторе выглядит следующим образом пульсации скорости V —пульсации заряда д в струе —пульсационное электрическое поле Е в струе и вне нее —пульсационный электростатический заряд Q t) на поверхности зонда, расположенного вне струи —пульсационное напряжение Ф( ) на сопротивлении —анализатор спектра Ф( ). При знании всех элементов этой связи появляется принципиальная возможность получать сведения об усредненных (по пространству) характеристиках турбулентности на основе анализа регистрируемых электрических сигналов. [c.617]

Итак, пусть имеется неподвижная масса идеального газа постоянной плотности Ро и при постоянном давлении ро (случай газа, движущегося с постоянной скоростью и, может быть сведен к случаю неподвижного газа переходом к новой инерциальной системе координат). Предположим, что в начальный момент времени в газе возникли малые возмущения, характеризуемые полями пульсаций гидродинамических величин Мг(х, t), р (х, t) = р(х, 0-"Ро и р (х, /) = [c.58]

Отметим, что подобное явление в конце 40-х годов было открыто при распространении радиоволн. Было обнаружено, что на ультракоротких волнах (метровый и сантиметровый диапазон волн), распространяющихся только в пределах прямой видимости, возможен прием сигналов далеко за пределами прямой видимости. При этом такой прием не связан с образованиями слоев коэффициента преломления для радиоволн, которые могли бы служить своеобразными каналами или волноводами и приводить к сверхдальнему распространению радиоволн. В дальнейшем было предположено и в значительной степени это предположение было обосновано как теоретически, так и экспериментально, что такой прием сигналов за радиогоризонтом оказывается возможным благодаря рассеянию радиоволн в объеме пересечения характеристик направленности передатчика и приемника. Это рассеяние, так же как и рассеяние звука, вызывается неоднородностями коэффициента преломления для радиоволн. Только в отличие от звука (когда флюктуации коэффициента преломления вызваны пульсациями скорости и температуры) эти неоднородности, также вызываемые турбулентностью атмосферы, состоят в флюктуациях температуры и влажности. Температуру и влажность можно рассматривать как некоторые пассивные примеси, которые перемешиваются полем пульсаций скоростей турбулентного потока. Сами по себе относительные отклонения коэффициента преломления от среднего значения чрезвычайно малы и составляют для обычных условий состояния атмосферы всего каких-нибудь несколько единиц на 10" , тем не менее они оказываются достаточными для того, чтобы принимать рассеянный сигнал далеко за горизонтом, при достаточной мощности радиопередатчика и достаточной чувствительности приемника. Такое рассеяние радиоволн (его называют тропосферным рассеянием) дает возможность осуществлять радиосвязь (правда, не всегда устойчивую) на расстоянии порядка нескольких сот километров. Рассеяние радиоволн подобного же типа на неоднородностях коэффициента преломления в ионосфере (такое рассеяние называют ионосферным рассеянием), благодаря расположению объема V на большей высоте над земной поверхностью, дает возможность осуществления радиосвязи на расстояния свыше 1000 км. Ясно, насколько важны эти явления рассеяния они могут дать возможность осуществления телевизионных передач и радиосвязи на ультракоротких волнах далеко за пределы прямой видимости. [c.244]

Для установления связи этих характеристик турбулентности со скоростью усредненного движения используются теория переноса импульса (Прандтль), теория переноса завихренности (Тейлор) и теория подобия полей пульсаций (Карман). [c.587]

В теории Кармана область, занятая жидкостью в турбулентном движении, рассматривается, во-первых, как единое поле скоростей осредненного движения жидкости, а, во-вторых, как множество полей пульсационного движения жидкости в окрестности каждой геометрической точки (метод Эйлера). Предполагается, что структура и масштабы полей пульсации не зависят от вязкости и что по структуре все поля пульсации подобны между собой и отличаются только масштабами времени и расстояний, которые в каждом поле пульсаций зависят только от Ыду и д и ду . Так как размерность первой производной [c.590]

Простой переход от внутреннего масштаба турбулентности к внешнему или промежуточным невозможен, так как по мере увеличения масштаба турбулентности уменьшается зависимость его от вязкости. В силу этого при оценке промежуточных масштабов турбулентности следует исключать из рассмотрения коэффициент кинематической вязкости, а вместо него учитывать характерный размер 4 Для -го порядка промежуточного масштаба пульсации. Одновременно следует учитывать, что под удельной энергией здесь понимается энергия, передаваемая от поля пульсации рассматриваемого порядка к полю пульсации с порядком на единицу выше. Тогда, пользуясь размерностями удельной энергии ей и характерного размера 4, можно составить только одну зависимость для скорости [c.105]

Отмеченное выше измельчение полей пульсаций связано с тем, что их масштабы и величины скоростей пульсаций в известной мере предопределяются энергией, вносимой в данное поле пульсаций со стороны полей предшествующего порядка. Исключением являются пульсации наибольшего порядка , масштабы которых следует рассматривать в свя- [c.101]

Поле скоростей в объёме -г -будет составляться из поля равных скоростей осреднённого движения и дополнительного поля переменных скоростей, называемого полем пульсаций. При этом вектор скорости поля пульсаций определяется как разность вектора истинной скорости и вектора скорости осреднённого движения, т. е. [c.441]

Проводя осреднение (2.26) и по объёму и по времени в смысле (2.25), снова получим, что осреднённое значение вектора скорости поля пульсаций равно нулю. [c.444]

Найдем распределение средней скорости при турбулентном движении. В турбулентном потоке происходит непрерывное образование пульеаций, вследствие чего в каждой точке потока в любой момент времени наблюдаютея турбулентные пульсации скорости эти пульсации приводят к соответствующему изменению поля скоростей движущейся жидкости. Наличие в любой точке потока турбулентных пульсаций, налагающихся одна на другую, является наиболее характерной чертой турбулентного движения. В каждой точке турбулентного потока пульсационная скорость одинакова (при наличии анизотропии турбулентности величина пульсационной скорости будет зависеть от направления) так как по определению [c.417]

Второе из этих уравнений определяет изменение давления по нормали к стенке и показывает, что оно имеет место, если поле пульсаций неоднородно по направлению оси у. В этом случае р + puyUy = onst. Первое уравнение позволяет найти закон распределения усредненной скорости й у). Перепишем его в виде [c.97]

На рис. 1.18 представлены коэффициенты пространственной корреляции Rup, Rvp и Rpp, измеренные в третьоктавных полосах частот при x/d = = 2 - 5, в двух точках внутри струи и в ее ближнем поле [1.49]. При этом внутри струи измерялись пульсации продольной скорости и, пульсации радиальной скорости v или пульсации давления р на оси (у — 0) в ближнем поле струи измерялись пульсации давления р . Во всех этих случаях указанные корреляции принимают максимальные значения при St = 0,4 - 0,5. Установлено также [1.44] наличие значительной корреляции между пульсациями давления в ближнем и дальнем акустаческих полях струи именно при St = 0,25 - 0,55. Показано также, что азимутальная корреляция пульса- [c.32]

Для моделирования тензора Лайтхилла в невозбужденных струях используются либо экспериментальные характеристики турбулентного потока (профили средней и пульсационных скоростей, нормальные и сдвиговые напряжения Рейнольдса, пространственно-временные характеристики поля пульсаций скорости), либо соотношения полуэмпирической теории турбулентности - алгебраические и дифференциальные модели турбулентности [3.7]. При этом когерентные структуры явно не учитываются, хотя используется эмпирическая формула (см. главу 1) для характерной частоты пульсаций скорости в слое смешения, которая эквивалентна предположению, что в конце начального участка число Струхаля St 0,2 - 0,5. Известны также попытки прогнозирования шума турбулентных струй на основе изучения поля завихренности в струе методом дискретных вихрей [3.5,3.12]. [c.126]

Продольный и поперечный радиусы корреляции пульсаций скорости в зоне смешения не одинаковы и составляют соответственно 0,1а и 0,04 ж. За областью смешения, после ж = 4 d, имеется зона развитой турб ентности, размеры которой возрастают с х, тогда как убывает как Цх. Отметим, что в работе [23] методом термоанемометра для струи, вытекаюш еи из круглого отверстия, при внутренних числах Рейнольдса Rei mm 800, где Imin — внутренний масштаб поля пульсаций скоростей, т, е. для достаточно больших Ле самого потока, экспериментально исследовано поле турбулентных пульсаций скорости и показано, что достаточно хорошо выполняется колмогоровский вид спектра ( закон /з ). Ряд сведений о турбулентности струи имеется в [24]. [c.414]

Вторая задача — это определение шума в ближнем поле непосредственно под турбулентным пограничным слоем (практически важная задача о воздействии пульсаций давления на вмонтированный заподлицо с обтекаемой поверхностью приемник звука см. ниже). В этом случае мы имеем дело с непосредственным воздействием на обтекаемую поверхность пульсаций поля давлений, вызванных полем пульсаций скоростей турбулентного пограничного слоя. Эти пульсации давления (или псевдозвук, по терминологии, введенной Блохинцевым [43]) действуют на помещенный в поток приемник звука так, как если бы они были истинным звуком, поскольку приемник не знает, звук это или не звук. Однако эти флуктуации давления не есть истинный звук они не связаны со сжимаемостью [c.444]

Если обтекаемая стенка податлива, положение существенным образом изменяется псевдозвук переизлучается в виде истинного звука. Мы не имеем здесь возможности остановиться на этом вопросе сколько-нибудь подробно. Для решения задачи о поле излучения упругих оболочек под действием турбулентного поля пульсаций скоростей в турбулентном пограничном слое можно воспользоваться теорией, и.зложенной в 1 этой главы. Решение сводится к квадратурам, если известны корреляционные функции поля пульсаций скоростей или поля пульсаций давления и известно решение дифракционной задачи о дифракционном поле в присутствии данной упругой поверхности. [c.455]

Это неравенство можно интерпретировать следующим образом. Рассмотрим некоторый слой в зоне среза, лежащий между 1J = Y и у = Y + 8Y. Турбулентны пульсации переносятся в этом слое со скоростью V = vJU, приблизительно равной местной скорости потока. Если эта скорость больше скорости звука, то можно пренебречь изменением картины поля пульсаций скорости, когда она проносится мпмо неподвижной точки наблюдения (в отличие от случая Л/ <С 1, когда излзгчение звука потоком происходит именно благодаря изменению во времени перемещающихся пульсаций). Если компонента волнового вектора, не изменяясь, проносится мимо неподвижной точки наблюдения со скоростью V , то частота / определится выражением [c.460]

Область, занятая жидкостью в турбулентном движении, рассматривается, с одной стороны, как единое поле скоростей осреднённого движения жидкости, а, с другой стороны, как множество полей пульсационного движения жидкости в окрестности каждой геометрической точки. Затем принимаются следующие две гипотезы 1) структура полей пульсаций и его масштабы не зависят от вязкости, за [c.471]

С качественной стороны указанные гипотезы имеют общий характер, однако количественное претворение эти гипотезы пока получили лишь для частного случая прямолинейного осреднённого течения при выполнении предпосылок (5.1), (5,2), (5.3) и (5.4), т. е. для того случая, когда все поля пульсаций являются плоско-параллельными. Кроме того, при выполнении вычислительных операций делается предположение, что масштабы времени н расстояний в каждом поле пульсаций могут быть поставлены в зависимость только от первых двух производных скорости осреднённого течения по координате у, т. е, [c.472]

Приведённые соотношения пропорциональности позволяют считать касательное пульсационное напряжение пропорциональным произведению квадрата линейного масштаба поля пульсаций на квадрат первой производной от скорости осреднённого течения, т. е. [c.474]

При рассмотрении установившегося турбулентного движения несжимаемой жидкости Б плоской трубе в предшествующем параграфе логарифмический профиль распределения скоростей был установлен в предположении, что касательное напряжение всюду постоянно и что путь перемешивания зависит линейно от расстояния от стенки. Однако тот же профиль распределения скоростей можно получить и не прибегая к указанным специфическим предположениям, а воспользовавшись основными соотношениями для турбулентного трения и для линейного масштаба полей пульсаций. В самом деле, составляя уравнение равновесия сил осреднённого давления и турбулентного трения на элементарный объём жидкости, можно получить уравнение [c.477]

Соотношения (1) и (2) налагают на поля пульсаций скорости некоторые ограничения. Рассмотрим, например, одномерное среднее течение, характеризуемое простым сдвигом с градиентом скорости и = сИЛву. Согласно (1) имеем [c.214]

Рассмотрим диффузию примеси в безграничном течении с постоянным градиентом средней скорости йх(г) и однородным и стационарным полем пульсаций и (Х, ). В п. 10.4 мы видели, что в этом случае взаимодействие сдвига с поперечным рассеянием приводит к качественному изменению продольного рассеяния продольная дисперсия Dxx x) становится асимптотически пропорциональной т , а не т, как обычно. Поэтому вначале сферическое облако примеси в таком течении через некоторое время принимает форму вытянутого по направлению оси ОХ эллипсоидообразного веретена, большая ось которого слегка наклонена по отношению к плоскости Z = 0. Поскольку поле пульсаций и однородно и стационарно, коэффициенты турбулентной диффузии постоянны в пространстве и во времени. Поэтому основные особенности диффузии можно выяснить, рассмотрев решение дифференциального уравнения [c.567]

Выше, говоря об исследовании структуры поля скоростей в области наименьших масштабов I X, мы упоминали также некоторые работы, посвященные исследованию подобной же сверхтонкой структуры поля lO (ас, t) температуры или концентрации пассивной (не влияющей на динамику) примеси, перемешиваемой турбулентным течением. Однако вклад советских ученых в изучение структуры указанного поля вовсе не ограничивается лишь вопросом о деталях структуры в крайней области предельно малых масштабов. Первое исследование структуры поля пульсаций температуры lO в случае турбулентности с достаточно большими числами Рейнольдса Re = ULIv и Пекле Ре = UL I% (где — типичный масштаб неоднородностей осредненного поля температуры О х, t), а. % — коэффициент молекулярной температуропроводности) принадлежит А. М. Обухову (1949), указавшему, что к возмущениям поля из равновесного интервала масштабов I min (L, Z. >) также должна быть применима первая гипотеза подобия Колмогорова, в формулировке которой только надо еще добавить к числу определяющих параметров наряду с s и v среднюю скорость выравнивания температурных неоднородностей N = = X (VO) и коэффициент х- Отсюда для структурной функции температуры (г) при г min (L, L ) получается формула [c.496]

Теория Р. 3. на слабых неоднородностях коэфф. преломления п (вы.званных ра.зличными причинами, напр, турбулентностью атмосферы — полем пульсаций скорости ветра и полем пульсаций темп-ры) основана на предположении, что изменения Дп = п — п малы по сравнению со средним значением п. Тогда можно воспользоваться возмущений теорией для решения неоднородного волнового ур-ния (правая часть к-рого представляет собой возмушение), к-рое описывает задачу о рассеянии. Ксли плоская волпа падает па объем V (см. рис.). [c.345]

Качественные соображения о возможной структуре пульсационных движений развиты А. Н. КолмогоровымПо его представлению на осредненный турбулентный поток жидкости (несомненно, при больших числах Рейнольдса Re) накладываются поля пульсаций первого порядка , представляющие хаотическое перемещение относительно друг друга объемов жидкости с диаметром порядка длины характерного масштаба 1. При очень больших числах Рейнольдса поля пульсаций первого порядка теряют свою устойчивость и на них накладываются поля пульсаций второго порядка с масштабом /г < /i и относительными скоростями 2 < Wi- Такой процесс последовательного измельчения полей турбулентных пульсаций, по А. Н. Колмогорову, происходит до тех пор, пока числа Рейнольдса для пульсаций л-го порядка Re = [c.104]

Отмеченное выше измельчение полей пульсации связано с тем, что их масштабы и величины скоростей пульсации в известной мере предопределяются энергией, вносимой в данное поле пульсаций со стороны полей предшествующего порядка. Исключением являются пульсации наибольшего порядка , масштабы которых следует рассматривать в связи с удельной энергией потока, которую они расоеивают из-за наличия вязкости в единицу времени и на единицу массы. При этом, если учесть размерности удельной энергии и коэффициента кинематической вязкости И = РГ-з и )>( = РГ- , становится ясно, что единственной комбинацией этих величин, имеющей размерность длины, является [c.105]

Качественные соображения о возможной структуре пульсационных движений развиты А. Н. Колмогоровым. По его гипотезе на осредненный турбулентный поток жидкости (несомненно, при большом значении числа Рейнольдса Ре) накладываются поля пульсаций первого порядка , представляющие собой хаотическое перемещение относительно друг друга объемов жидкости диаметром порядка длины характерного масштаба /ь При очень большом значении числа Рейнольдса поля пульсаций первого порядка теряют свою устойчивость и на них накладываются поля пульсаций второго порядка с масштабом /готносительными скоростями 2< 1- Такой процесс последовательного измельчения полей турбулентных пульсаций, по А. Н. Колмогорову, происходит до тех пор, пока значение числа Рейнольдса для пульсаций и-го порядка Ке= == nИn/v станет настолько малым, что дальнейшее дробление полей пульсации оказывается невозможным из-за влияния вязкости. Последовательное изменение структуры пульсационного движения возможно только тогда, когда поля пульсаций первого порядка зарождаются и под. держиваются энергией самого осредненного течения и в свою очередь передают часть этой энергии пульсациям второго порядка и т. д. энергия же самых мелких полей пульсаций рассеивается из-за влияния вязкости, переходя в теплоту. [c.101]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...