Течение в следе турбулентное

По результатам современных экспериментальных исследований можно составить следующее приближенное представление о кинематической структуре течения в пристенном турбулентном пограничном слое. [c.367]

Течение в области турбулентного плоского источника обладает всеми свойствами пограничного слоя, и его уравнения могут быть получены из уравнений Рейнольдса при следующих исходных предпосылках вязкостными членами можно прене- [c.420]

На достаточном отделении течение в следе не зависит от конкретной формы тела, породившего след (рис. 7.12, а). Картина, аналогичная течению в следе, наблюдается в турбулентной струе (вдали от источника), распространяющейся в окружающем потоке (рис. 7.12, б). На границе следа или струи скорость равна скорости основного потока. Различие состоит в том, что внутри следа скорости меньше скорости внешнего потока, а внутри струи — наоборот, больше. Турбулентные течения, не ограниченные твердыми стенками, называются течениями со свободной турбулентностью. Такие течения обладают свойствами, характерными для пограничного слоя градиент скорости в поперечном направлении велик по сравнению с градиентом в продольном направлении. В то же время расчет следов и неограниченных струй более прост, чем расчет пограничного слоя, так как следует учитывать только турбулентное трение и не имеется областей, где велико влияние вязкости жидкости. [c.189]

Расчет течения в следе ведется с помощью уравнения турбулентного пограничного слоя (7.61) [c.191]

При течении в следе образуется свободная турбулентность, и поэтому там логично принять, что путь перемешивания пропорционален ширине следа и не меняется поперек следа. Эксперимент, как будет показано далее, подтверждает это предположение. Заменив в формуле (7.41) скорость потока через дополнительную скорость по формуле (7.72), получим [c.192]

Для замыкания уравнений, описывающих осредненное движение в турбулентных потоках, в ряде работ используется дифференциальное уравнение баланса кинетической энергии турбулентности. В данной работе на основе этого соотношения получено дифференциальное уравнение для турбулентной вязкости. Проведены численные расчеты несжимаемых неавтомодельных турбулентных и переходных течений в следе, струе и пограничном слое, уточнены универсальные постоянные, входящие в уравнение для вязкости. Аналитическими и численными методами исследовано течение в следе и пограничном слое с большими продольными градиентами давления. Получены безразмерные критерии, определяющие характер воздействия градиента давления на осредненное течение и турбулентную вязкость. [c.547]

Расчеты течения в следе показали, что максимальное значение турбулентной вязкости достигается на оси следа и ее величина определяется значением а. л/>с. Удовлетворительное согласование с опытными данными получалось при а/ 0.135, а наилучшее соответствие опытным данным формы поперечного распределения получилось при ж = 5 и а = 0.3. Значения этих постоянных лежит в диапазоне, указанном в п. 2. [c.552]

В общем случав начальные малые возмущения способствуют формированию беспорядочно перемешанных больших и малых вихрей, и тело начинает испытывать значительно большее сопротивление, чем вследствие трения. Эти вихри часто препятствуют смыканию линий тока за телом и создают несимметричное распределение давления. Течение в следе в зависимости от числа Рейнольдса является ламинарным или турбулентным. В области следа применимы предположения теории пограничного слоя, но если вязкий сдой станет толстым, эти предположения нарушатся. [c.82]

Затухание энергии Е1 + Е показано на фиг. 23. Начиная с Ке = 500 затухание происходит аналогично для всех чисел Рейнольдса, и течение в следе становится полностью турбулентным на расстоянии 40—50 диаметров. [c.96]

Задачу о турбулентном следе можно решить с помощью уравнений пограничного слоя. При определении параметров пограничного слоя предполагается, что толщина пограничного слоя мала по сравнению с длиной тела, а поперечный градиент скорости велик. Эти предположения справедливы для течения в следе, так как поперечные размеры следа малы по сравнению с размерами основного потока и поперечный градиент скорости в следе достаточно велик. Поэтому метод решения задач пограничного слоя можно применить к расчету течения в следе. Теоретически [c.103]

Исследования следов за тепами произвольной формы немногочисленны, но характеристики следа далеко вниз по потоку обычна подобны характеристикам следа за круговым цилиндром. Однако переходный процесс, связанный с зарождением турбулентного движения вблизи тела произвольной формы, отличается от течения в следе за круговым цилиндром. Некоторая информация об этом различии содержится в разд. 1, в котором рассматриваются следы за пластиной и толстой задней кромкой. [c.120]

В настоящее время интенсивно изучается переход ламинарного течения в следе в турбулентное. Пока еще не известна исходная причина перехода, хотя представляется, что неустойчивость или сход вихрей с тела вызывают возмущение ламинарного течения. Переход течения в следе зависит главным образом от высоты или атмосферного давления ж плотности, а также от размеров тела, [c.139]

Подводя итог, можно сказать, что с возрастанием числа Рейнольдса примерно до 10 донное давление быстро уменьшается, а при числах Рейнольдса более 10° поток все более напоминает турбулентную струю. Дальнейшее возрастание числа Рейнольдса не вносит существенных изменений в картину течения в следе, но донное давление снова резко возрастает при более высоких числах Рейнольдса, а затем слабо изменяется с ростом числа Рейнольдса. [c.21]

ПО потоку до тех пор, пока пограничный слой и течение в следе не станут полностью турбулентными. Наконец, при очень больших числах Рейнольдса донное давление становится практически независимым от числа Рейнольдса. [c.24]

Если течение ламинарное, переход начинается в некоторой точке-между А VI В после пересечения области замыкающего скачка течение в следе становится полностью турбулентным. Профили скорости между точками А жВ такие же, как на границах сверхзвуковой струи, истекающей в окружающее затопленное пространство. Внутри зоны отрыва происходит медленное циркуляционно движение, вызванное вязкостью воздуха [14]. Установившееся равновесие между донным давлением и положением линии BBt обеспечивается благодаря эжектирующему влиянию внешнего потока на течение в зоне отрыва. Часть воздуха вытекает из зоны отрыва, вызывая увеличение угла поворота потока в точке А и уменьшение давления в зоне отрыва. Линия BBi перемещается к донному срезу, при этом отношение давлений в замыкающем скачке возрастает, затрудняя течение эжектированного воздуха и воздуха, движущегося с малой скоростью в пограничном слое, против возрастающего давления в скачке. Противодействие этого эффекта эжектированию внешним потоком воздуха из отрывной зоны, снижающему давление в ней, способствует установлению равновесных условий в донном течении. Качественный характер течения вблизи донного среза за двумерным телом аналогичен. [c.28]

Картина течения в следе за двумерным телом подобна картине течения за осесимметричным телом и имеет горло и область повторного сжатия, замыкающую донное течение, с замыкающим скачком уплотнения. Так, характер изменения P в зависимости от числа Рейнольдса для двумерного течения подобен характеру изменения этого параметра для осесимметричного течения. Донное давление возрастает от некоторого постоянного значения для турбулентного следа до более высокого постоянного значения при числах Рейнольдса, меньших критического, так как переход от ламинарного течения к турбулентному происходит в свободной струе. [c.31]

Структура следа за движущимися телами. Течение в следе за телами, движуш,имися в безграничной неподвижной жидкости, обладает всеми атрибутами свободных струйных течений и может быть рассчитано методами теории пограничного слоя [184]. Заметим, что спутные течения позади движуш,егося тела почти всегда являются турбулентными, даже если пограничный слой на теле остается ламинарным. Это является следствием наличия точек перегиба на всех без исключения профилях скорости спутного потока. Как известно [184], такие распределения скорости являются особенно неустойчивыми. [c.30]

Ке для ламинарного режима течения. В случае турбулентного режима течения, когда трубы можно считать гидравлически гладкими, используются следующие зависимости (линия 2 на графике Никурадзе) [c.30]

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]

Положение начала области турбулентного отрыва можно с той или иной точностью рассчитать по имеющимся методам расчета турбулентного пограничного слоя. При этом за граничную линию здесь также можно принять линию тока основного потока. В случае толстых выходных кромок отрывная зона обычно начинает формироваться непосредственно на кромке, в области турбулентного пограничного слоя. При этом небольшая зона турбулентного отрыва представляется как течение непосредственно за выходной кромкой и след за профилем. Плодотворно моделирование течения в следе в виде полубесконечного выреза [8.47]. [c.235]

Расчет теплоотдачи при турбулентном режиме течения в трубах н каналах несжимаемой жидкости с числами Рг>0,7 можно производит , по следующей формуле [13] [c.84]

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]

Величина >с по экспериментальным данным, собранным в работе [14], лежит в диапазоне 1.3 < х < 10, причем болыпие значения >с соответствуют точкам потока, где максимальна величина е. Обобгце-ние экспериментальных данных о различных турбулентных течениях, проведенное в [15], показывает, что в болыпей части течения в следе, струе и пограничном слое выполняется приближенное соотногнение [c.550]

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]

На рис. 3.2 представлены графики решений уравнения импульсной теории для режимов вертикального полета. Штриховыми линиями изображены те ветви решений, которые не согласуются с принятой схемой течения. Прямая V + о = О соответствует режиму обтекания винта, на котором поток через диск меняет направление, а полная мощность Р = T V v) — знак. На прямой V+2v = 0 изменяет знак скорость в дальнем следе. Прямые У = 0, У + у= 0 и У + 2у = 0 разделяют область существования решения на четыре области. Участки кривой, находящиеся в этих областях, соответствуют 1) нормальному рабочему режиму (набор высоты и висение), 2) режиму вихревого кольца, 3) режиму турбулентного следа и 4) режиму ветряка (рис. 3.2). Предполагается, что при наборе высоты поток воздуха всюду направлен вниз (все три величи-ны V, VV и V2v положительны). Но имеется ветвь решения, для которой скорость V отрицательна, а V + v и V 2v положительны, т. е. течение в следе направлено вниз, а вне спутной струи—вверх. Такое течение физически невозможно. [c.105]

Распределение скорости в следах. Для анализа распределения скорости в зоне установившегося течения в следе может быть снова использовано прандтлевское представление о длине пути перемешивания, выражающее распределение турбулентного сдвига. Ход исследования в основном тот же, что и для смешивающихся потоков, но с некоторыми изменениями. Например, допущение о подобии эпюр скоростей [уравнение (270)] переписывается на основе установленной зависимости b п Ud от х. Следуя указаниям Шлихтинга, для упрощения дальнейшего анализа вместо X и у используются безразмерные координаты х = = х/ СвЬо) и у =у (СвЬо) Критерий подобия записывается тогда так [c.351]

След за круговым цилиндром во многих аспектах подобен следу за плоской пластиной. Когда число Рейнольдса превышает некоторое критическое значение, за цилиндром формируется пара вихрей. Эта пара растягивается в направлении потока, становится несимметричной и в конце концов разрушается и сносится вниз по патоку, распространяя завихренность попеременно на обе стороны следа. При умеренно больших числах Рейнольдса не всегда существует начальная пара вихрей, и так как поверхность разрыва, сходящая с поверхности цилиндра, неустойчива, она свертывается в отдельные вихри с образованием вихревой пелены. Таким образом, вихревое движение определенной частоты существует при любом числе Рейнольдса, и вниз по потоку распространяется двойной ряд вихрей. При ббльших числах Рейнольдса, скажем более Ке = 2500, вихри рассеиваются по мере образования, поэтому двойной ряд вихрей не может существовать. На задней стороне цилиндра вихри периодически отрываются, пока число Рейнольдса не достигнет значения Ке = 4 -10 — 5 -10 . При этих значениях числа Рейнольдса течение в следе становится турбулентным. Как и в случае плоской пластины, хвостовая пластина за цилиндром предотвращает отрыв вихрей и оказывает сильное влияние на сопротивление цилиндра, уменьшая коэффициент сопротивления от 1,1 до 0,9 [11, 12]. Пластина эффективна на расстоянии первых четырех-пяти диаметров вниз по потоку. Если два вязких слоя на каждой стороне следа не взаимодействуют друг с другом в области, гдо они имеют тенденцию к свертыванию в вихрь, то не возникает стабилизирующего механизма, закрепляющего определенвое периодическое образование вихрей. Поэтому вязкие спои разрушаются независимо друг от друга [121. Давление за пластиной или цилиндром мевьше, чем давление [c.85]

Течение в следе за плоской пластиной или любым другим телом становится турбулентным при числах Рейнольдса, больших 10 . Даже в том случае, когда пограничный слой остается ламинарным до задней кромки, течение в следе стремится турбулизовать-ся из-за неустойчивости потока вследствие существования точки перегиба в профиле скорости. Если пограничный слой на поверхности твердого тела становится турбулентным до отрыва, то, естественно, след будет турбулентным. Основным показателем турбулентности потока в следе являются, очевидно, скорость в следе, меньшая скорости основного потока, и турбулентное трение, которое много больше ламинарного. [c.103]

Так как м /С/ 1 1 для течения в следе, то второй и третий члены в левой части этих двух уравнений малы. Если Яхг и Яуг не малы, то ди дх в уравнении (13) меньше, чем дт ду и дит дг, а дvu/дx в уравнении (14) меньше турбулентных членов. Кроме того, норядок может быть самым высоким, следова- [c.107]

Турбулентное течение в следе за симметричными телами исследовалось в прошлом, но течение в следе за телом несимметричной формы, обладаюшдм подъемной силой, изучено довольно мало. Типичным примером двумерного следа является течение за бесконечно длинным круговым цилиндром с осью, перпендикулярной основному потоку. [c.108]

Около оси следа интенсивность турбулентного движения пренебрежимо мала и основной приток энергии происходит за счет конвекции в осевом направлении через основной поток. Диссипация и диффузия турбулентности в противоположном направлении уравновешивают этот приток энергид. На фиг. 36 знак плюс взначает приток энергии, знак минус — ее потерю. Во внешней пограничной области мала не только интенсивность турбулентного движения, но и диффузия кинетической энергии, а также диссипация. Баланс энергии для течения в следе можно записать в виде [741 [c.116]

Гиперзвуковой след за тонким телом несколько отличается от следа за туными телами. В случае тонкого тела большие градиенты в потоке, вызванные головной ударной волной, несущественны и вязкий след распространяется в области, где параметры потока близки к параметрам набегающего нотока. Явления перехода различны, кроме того, возможно различны и величины турбулентных пульсаций, которые зависят от степени затупления тела. Область ближнего следа ограничена прямыми линиями, причем его первоначальная ширина несколько больше, чем поперечные размеры тела из-за толстого оторвавшегося вязкого слоя, затем ширина следа постепенно уменьшается вниз по потоку, достигая горла. В ближнем следе оторвавшийся вязкий слой играет важную роль. За горлом ширина следа растет пропорционально длине следа. Как упоминалось в гл. I, елед за тонким телом является холодным в отличие от горячего следа за тупым телом из-за отсутствия интенсивного нагрева, создаваемого возникающими ударными волнами, и более медленного роста следа. Кроме того, след за тонким телом охлаждается гораздо быстрее, чем за тупым телом. Эксперименты с острым конусом и конусом со сферическим затуплением, имеющими угол при вершине 20 , в интервале чисел Маха М от 2,66 до 4,85 показали, что донное давление и угол наклона поверхности следа одинаковы для обоих конусов, если одинаковы местное число Маха и число Рейнольдса, вычисленное по толщине потери импульса пограничного слоя у основания конуса [82]. Из-за высокой температуры в гиперзвуковом следе за тупым телом на течение в следе влияют свойства реального газа или физико-химические процессы, как, например, диссоциация, ионизация и рекомбинация. Время, требуемое для завершения процессов диссоциации и ионизации (и для обратных процессов), в сравнении со временем движения частиц газа существенно при определении регистрируемых эффек- [c.126]

Размеры сечений каналов натурных элементов пневмоники часто не превышают десятых долей миллиметра. Поэтому желательно, чтобы соответствующие размеры моделей были по крайней мере в десятки раз большими. Сначала разберем условия моделирования течений при постоянстве Re =l v/v, когда для модели и натурного элемента используются одинаковые рабочие среды, и принимается v = onst. Тогда, как следует из определения Re, для обеспечения в обоих случаях Re = onst с увеличением определяющего размера / скорость течения v должна уменьшаться во столько раз, во сколько раз возрастает величина I. Примем, что перепады давлений бр для каналов, течение в которых турбулентное, пропорциональны величинам (см. 23), и примем, что, так же как и бр, меняются давления питания элемента ро. [c.442]

Аналогичные гипотезы об автомодельности могут быть сформулированы и для других конкретных типов свободных турбулентных течений. Из них мы рассмотрим здесь следующие плоскую турбулентную струю, бьющую в заполненное той же жидкостью лространство л >0 по направлению оси Ох из бесконечно длинной щели, расположенной в плоскости Оуг вдоль оси Оу трехмерный след за расположенным вблизи начала координат телом конечных размеров, обтекаемым жидкостью по направлению оси Ох плоский турбулентный след за бесконечно длинным цилиндром с осью вдоль оси Ог/, обтекаемым жидкостью по направлению оси Ох наконец, зону перемешивания между двумя плоскопараллельными течениями в направлении Ох в полупространствах > О и г < О, имеющими в начальном сечении Оуг постоянные, но различные скорости (скажем, Ji при г > О и [/г при г<0). При этом в случае следов за обтекаемыми телами естественно перейти к подвижной инерционной системе координат, перемещающейся вместе с невозмущенным обтекающим течением (т. е. рассматривать лишь отклонения скорости течения в следе от невозмущенной скорости, затухающие на большом расстоянии от тела) в случае же зоны перемешивания инерционную систему координат надо выбрать так, чтобы выполнялось равенство /2 = — [c.312]

Со временем картина течения продолжает усложняться (фиг. 1, г, I = 23 с) вихрь над телом окончательно теряет регулярность внутренней структуры и начинает растекаться в виде турбулентного пятна. В непосредственной окрестности тела течение в следе порождает вторичные короткоживущие вихри. В очередной вторичной струе под телом появляется высокоградиентная оболочка. Она образуется за короткое время одновременно по всей своей длине и движется вместе со струей к поверхности шара. [c.43]

Проблема устойчивости течения жидкости хорошо известна в классической гидромеханике. В обш ем виде эту проблему можно сформулировать следующим образом. Пусть дана хорошо постаь-ленпая краевая задача. Может существовать (и даже быть получено в явном виде) точное решение уравнений движения, удовлетворяющее всем граничным условиям, которое является стационарным в эйлеровом смысле d dt = 0). Все же такое решение может быть неустойчивым в том смысле, что если в некоторый момент времени наложить на это решение малые возмущения, то эти возмущения самопроизвольно будут стремиться возрастать с течением времени, а не затухать. Это означает, что существует другое (возможно, нестационарное) решение уравнений движения и что практически наблюдаемый режим течения будет нестационарным, поскольку, конечно, в реальном случае невозможно избежать каких-либо возмущений. Типичным примером этого является турбулентное течение в трубе постоянного сечения, где имеется также стационарный, но неустойчивый режим течения, называемый ламинарным. [c.297]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...