Энергия турбулентная полная

Известно [13], что полная скорость диссипации кинетической энергии турбулентности однофазного потока в единице объема определяется соотношением [c.114]

Из выражения (17) вытекают также следующие выводы интенсивность распада пленки определяется в основном количеством удельной энергии турбулентных пульсаций в силу того, что полное изменение турбулентных напряжений по сечению пленки должно быть равно нулю, на свободной поверхности пленки [c.132]

Интегрирование уравнения (3) дает[10] полный баланс между энергией турбулентной диссипации, конвекцией и диссипацией [c.375]

Формула Колмогорова связана с известным парадоксом бесконечной плотности полной энергии турбулентности, приходящейся на единицу объема, в случае мощных пульсаций, но мы не будем рассматривать здесь объяснение этого парадокса. [c.127]

Уравнение для суммы полной энергии осредненного потока и средней кинетической энергии турбулентных пульсаций можно получить сложением уравнений (1-56) и (1-54) д [c.26]

Уравнения энергии в пограничном слое можно получить в виде уравнения для полной энтальпии осредненного движения из (1-58) или для суммы этой энтальпии и кинетической энергии турбулентных пульсаций из уравнений (1-58) и (1-59), получаем соответственно [c.49]

Используя определения (4.2.32) и (4.2.34), объединим стоящие в правой части уравнения (4.2.22) члены, выражающие полную генерацию энергии турбулентности. Тогда получим [c.186]

Прежде всего здесь следует упомянуть попытку А. Н. Колмогорова (1942) построить полную систему уравнений турбулентного движения,, в которой турбулентность, кроме среднего поля скорости и (ас, ), характеризуется еще только двумя функциями от координат и времени — кинетической энергией турбулентности (в единице массы) — 12 [c.476]

Заметим здесь, что, хотя формула (16.27) описывает полный спектр, тем не менее в энергетическом интервале ее следует рассматривать только как некоторое приближение, поскольку в общем случае спектр в этом интервале анизотропен и зависит от того, как происходит передача энергии турбулентности. Отметим также, что теория Колмогорова опирается на понятие локально однородной среды, тогда как мы рассматривали всюду статистически однородную среду. Это несущественное различие объясняется в приложении Б, разд. Б.З. Здесь же достаточно отметить, что до тех пор, пока лежит в инерционном и вязком интервалах, этим различием можно пренебрегать. [c.90]

Каскадный процесс переноса энергии. Можно считать, что пульсации скорости в турбулентном потоке, проходящем через некоторую точку (рис. 2.6), происходят вследствие суперпозиции концептуальных вихрей, каждый из которых совершает периодическое движение со своей угловой частотой со = 2лп (где п — частота) или волновым числом К = 2п/к (где Я — длина волны). Соответственно полную кинетическую энергию турбулентного движения можно рассматривать как сумму вкладов каждого из вихрей потока. Функция Е(К), выражающая зависимость этих вкладов энергии от волнового числа, носит определение энергетического спектра турбулентного движения. [c.44]

БАЛАНС ПОЛНОЙ ЭНЕРГИИ ТУРБУЛЕНТНОСТИ [c.181]

Вначале получим уравнение сохранения для полной энергии турбулентного течения, включающей в себя энергию и осредненного, и пульсационного движений [16]. [c.181]

Принято рассматривать интенсивность турбулентности как среднюю кинетическую энергию турбулентности, приходящуюся иа единицу массы воздуха. Вблизи земной поверхности энергия турбулентности зависит от высоты, шероховатости, градиента температуры, градиента скорости ветра, или просто скорости ветра на фиксированном уровне. Для безразличного равновесия атмосферы в [5] дается выражение, характеризующее полную кинетическую энергию турбулентности [c.88]

Течение в закрученных потоках существенно необратимо, причем необратимость увеличивается с ростом интенсивности закрутки. Часть запаса полной энтальпии, имеющейся у газа на входе в закручивающее устройство, расходуется на преодоление трения, другая — на генерацию турбулентных пульсаций и перестройку течения в процессе продвижения по каналу и за его пределами для случая свободно затопленной струи. В [62] вводится параметр v, который предложено называть коэффициентом потока кинетической энергии кольцевого закрученного потока. Такие течения наиболее часто формируются во фронтовых устрой- [c.24]

В (4.36) в соответствии с принятой системой анализа, учтен только первый член, входящий в выражение для полной генерации турбулентной энергии (4.25). [c.178]

Газовым эжектором называется аппарат, в котором полное давление газового потока увеличивается под действием струи другого, более высоконапорного потока. Передача энергии от одного потока к другому происходит путем их турбулентного смешения. Эжектор прост по конструкции, может работать в широком диапазоне изменения параметров газов, позволяет легко регулировать рабочий процесс и переходить с одного режима работы на другой. Поэтому эжекторы широко применяются в различных областях техники. В зависимости от назначения эжекторы выполняются различным образом. [c.492]

Из предыдущего изложения следует, что потери энергии (напора) в гладких и в шероховатых трубах при ламинарном режиме движения жидкости пропорциональны первой степени скорости, а в случае турбулентного режима — квадрату скорости. При этом квадратичный закон сопротивлений для шероховатых труб справедлив только для вполне турбулентного режима, под которым понимается движение при полном разрушении ламинарного подслоя. [c.149]

Трудно учесть влияние переменности физических констант жидкости на теплоотдачу. Для ламинарного пограничного слоя, в принципе, эта задача может быть решена при численном интегрировании системы дифференциальных уравнений пограничного слоя и даже полных уравнений Навье—Стокса, неразрывности и энергии. Однако эта задача весьма трудоемка. Отметим, что теплоотдача в условиях турбулентного пограничного слоя при Gr > 10 не может [c.180]

В тех случаях, когда условие (24.83) удовлетворительно выполняется, полная система уравнений турбулентного пограничного слоя, подлежащая решению для определения теплообмена tj, существенно упрощается, из нее выпадает уравнение энергии и решается система (24.54) и (24.59), а искомой величиной будет коэффициент трения С/. [c.285]

Уравнение (34,32) имеет простой смысл оно представляет баланс энергии различных спектральных компонент турбулентного движения. Второй член в правой стороне отрицателен он определ>.ст убыль энерпш, связанную с диссипацией. Первый же член (связанный с нелинейным членом в уравнении Навье — Стокса) описывает перераспределение энергии по спектру — ее переход от спектральных компонент с меньшими к компонентам с большими значениями к. Спектральная (но к) плотность энергии Е к) имеет максимум при /г 1// в области вблизи максимума (область энергии — см. 33) сосредоточена большая часть полной энергии турбулентного движения. Плотность же дисси- [c.205]

Уравнения (9-21) и (9-22) хорошо согласуются с опытными данными при числах Прандтля от 0,5 до 30 в широком диапазоне чисел Рейнольдса. По рассмотренным причинам эти уравнения неприменимы при очень малых числах Прандтля. При высоких числах Прандтля уравнения дают заниженные по сравнению с опытными данными значения числа Нуссельта (по причинам, которые (будут рассмотрены ниже). Прежде чем обсуждать различные уточнения изложенного метода анализа, полезно несколько подроб нее исследовать полученное решение. Заметим, что Nu = = Ф(КеРг), а не постоянное ЧИСЛО, как в соответствующей задаче при ламинарном течении. Рассмотрим безразмерные профили температуры, построенные на рис. 9-4 по уравнениям (9-14), (9-15) и (9-19). При высоких числах Прандтля эти профили -почти прямоугольные , тогда как при низких числах Прандтля они более пологие и напоминают профили температуры при ламинарном течении. Выясним, в какой области потока в каждом из этих случаев сосредоточено основное термическое сопротивление. При высоких числах Прандтля оно сосредоточено преимущественно в подслое, тогда как при низких числах Прандтля термическое сопротивление распределено по всему сечению потока. Причину этого различия можно понять, если рассмотреть член уравнения энергии, определяющий полный перенос тепла, (ет/v) + (1/Рг). Ясно, что относительная роль турбулентного и молекулярного переноса тепла непосредственно зависит от числа Прандтля. Член уравнения энергии, определяющий молекулярный перенос тепла, 1/Рг не изменяется по радиусу трубы. Величина 8t/v, определяющая турбулентный перенос, напротив, изменяется от большого значения в ядре потока до нуля на стенке трубы. Форма профилей температуры и характер теплообмена при турбулентном течении зависят от [c.200]

Эти уравнения отличаются от уравнений Навье — Стокса для нетурбулентного потока только наличием дополнительных членов, включающих пульсации скорости. Поскольку девять произведений ри. и. обычно называют рейнольдсовыми напряжениями, следует подчеркнуть, что объединение членов, выражающих только ускорение, с членами, относящимися к вязким напряжениям, делается лишь для иллюстрации того влияния, которое оказывают на поток пульсации вместо мгновенных вязких напряжений, исчезающих в процессе осреднения. Хотя эти средние напряжения могут быть намного больше по величине, чем среднее значение напряжения вязкого сдвига, они не могут диссипировать (рассеивать) энергию как средняя, так и турбулентная полная энергия потока неизбежно диссипируется только под действием вязкости. Механизм этого явления может быть выражен модификацией предыдущих равенств (см. п. 72). [c.252]

В осредненном турбулизованном течении, по сравнению с его ламинарным аналогом, существует большое разнообразие всевозможных механизмов обмена скоростей перехода) между различными видами энергий движения частиц, вносящих свой вклад в суммарную сохраняющуюся энергию материального континуума. Для наиболее полного истолкования отдельных слагаемых энергетического баланса, рассмотрим полную систему уравнений энергии для осредненного поля пульсирующих термогидродинамических параметров смеси, включая уравнение баланса кинетической энергии турбулентных пульсаций. [c.125]

На возможность получения информации о статистических параметрах турбулентности при изучении взаимодействия световой волны и турбулизованной газовой среды впервые было указано в работе Обухов, 1953). Принципиальные возможности и перспективы развития подобных исследований широко обсуждались в литературе (см., например, Рытое, 1937 Татарский, 1967 Гурвич и др., 1976)). В отличие от хорошо изученного как теоретически, так и экспериментально, приповерхностного слоя Земли, сведения о турбулентности в средней атмосфере сравнительно немногочисленны. Известно, что вертикальная и горизонтальная структура турбулентности в свободной атмосфере неоднородна. В частности, до высоты стратопаузы существуют слои, которые характеризуются резкими градиентами скорости ветра и температуры, а в ряде случаев - наличием регулярных внутренних гидродинамических волн, являющихся источником энергии турбулентного нагревания Александров и др., 1990 Гаврилов, 1974). Нет достаточно полных сведений о вариациях спектра пульсаций показателя преломления атмосферных газов, учитывающих слоистую структуру атмосферы и особенности, связанные с макромасштабными метеорологическими явлениями. Основываясь на измерениях микроструктуры скорости ветра и температуры в таких слоях можно, тем не менее, считать, что соответствующие спектры близки к степенным. Это позволяет, при учете влияния атмосферной турбулентности на характер распространения зондирующего излучения, использовать в малых областях, пространственные масштабы которых много меньше внешнего масштаба турбулентности Ь (связанного с характерным размером крупных анизотропных энергонесущих вихрей), теорию локально-однородной и локально-изотропной турбулентности Татарский, 1967). [c.274]

В конце п. 5.9 части 1 мы уже подчеркивали, что перемежающаяся турбулентность наблюдается очень часто и играет важную роль в процессе перехода ламинарных течений в турбулентные, во внешних областях турбулентного пограничного слоя и во всевозможных свободных турбулентных течениях. Теперь мы видим, что перемежаемость распространена значительно шире, чем это указывалось в части 1, и играет еще более важную роль. Приведенные выше данные делают правдоподобным представление, согласно которому мелкомасштабная турбулентность почти всегда или даже всегда является перемежающейся (в частности, опыты Сэндборна показали, что в турбулентном пограничном слое мелкомасштабная турбулентность оказывается перемежающейся, начиная практически от самой стенки, в то время как полное поле скорости имеет такой характер лишь на значительных расстояниях от нее). Есть основания предполагать также, что с ростом числа Рейнольдса интервал масштабов (или волновых чисел), для которых имеет место заметная перемежаемость, все более и более расширяется. С этим предположением, в частности, хорошо согласуется то обстоятельство, что в природных турбулентных течениях, характеризуемых особенно большими Не, а именно в свободной атмосфере и в океане, многими авторами отмечалось наличие чередующихся областей интенсивной турбулентности и областей относительного покоя, т. е. перемежаемость даже и возмущений, содержащих основную долю энергии турбулентности (см., например, Кречмер, Обухов и Пинус (1952) или Грант, Стюарт и Моильет (1962)). [c.529]

К = р —--полную (суммарную) энергию турбулентного течеиия [c.181]

Эксперименты показали, что перенос импульса обусловлен в основном первым механизмом, перенос энергии турбулентности - вторым, а перенос теплоты и вещества носит смешанный характер. Поэтому полная аналогия между указанными процессами невозможна и может рассматриваться лишь для осредненных величин. Так, аналогия между переносом импульса и теплоты имеет место при Утурб=а1урб, когда диссипацией кинетической энергии в теплоту можно пренебречь. Процессы переноса теплоты и вещества аналогичны при отсутствии внутренних источников и выполнении условия Зтурб Отурб а также идентичных граничных условий на поверхности. Последнее, как будет показано в гл. 12, справедливо лишь для малых парциальных давлений диффундирующего компонента. [c.311]

К сожалению, в [197] не дано полное качественное разъяснение физической стороны явления. К числу жестких следует отнести допущение о пренебрежении осевой составляющей скорости. Для расчета профиля температуры необходимо знать характер распределения окружной скорости, который зависит не только от термодинамических параметров потока газа на входе в камеру энергоразделения вихревой трубы, но и от ее геометрии, а также от давления среды, в которую происходит истечение. Остановимся менее подробно на теоретических концепциях Шепе-ра [255] и А.И. Гуляева [59—61], рассматривавших процесс энергоразделения как результат обмена энергией в противоточном теплообменнике класса труба в трубе. Сохранив в принципе основные идеи представителей третьей фуппы гипотез, Шепер рассматривал ламинарный теплообмен. А.И. Гуляев, сохранив основные моменты физической картины Шепера, заменил лишь конвективно-пленочный коэффициент теплопередачи турбулентным обменом. Эти рассуждения не выдерживают критики по первому критерию оправдания, так как предполагают фадиент статической температуры, направленный от оси к периферии, что противоречит экспериментальным данным [34—40, 112, 116]. Однако опыты Шепера [255] и А.И. Гуляева [59-61] позволили сделать некоторые достаточно важные обобщения по макроструктуре потоков в камерах энергоразделения вихревых труб [c.167]

Одной из основных геометрических характеристик вихревой трубы является радиус разделения вихрей г . Физико-математическая модель, построенная на гипотезе взаимодействия вихрей, позволяет рассчитывать величину на режимах, когда истечение из отверстия сопла-завихрителя соответствует критическому. Для докритических режимов истечения обычно принимают rj = г, [116]. Это весьма жесткое допушение, так как оно исключает возможность формирования свободного квазипотенциального закрученного потока в узкой кольцевой зоне, прилегающей к внутренней цилиндрической поверхности камеры энергоразделе-ния. Практически это означает полное отсутствие возможности взаимодействия вихрей, так как будет существовать лишь один приосевой вынужденный вихрь, вращающийся как квазитвердое тело. Устранить это внутреннее противоречие можно, если в математическую модель ввести оценку значения rj, основанную на законах сохранения массы, энергии и момента количества движения с учетом особенностей турбулентного характера течения. Рассмотрим модель вихревой трубы с тангенциальным вдувом газа через щель сопла на внутренней поверхности трубы радиусом [c.188]

Аэродинамическая картина течения в камере вихревого нагревателя характеризуется комплексом специфических свойств, наиболее полно удовлетворяющих требованиям качественной смесеподготовки большая объемная плотность кинетической энергии, мощные акустические колебания, высокая интенсивность турбулентности, ориентированная в радиальном направлении, рециркуляционные зоны, организация локализованных областей повышенной температуры. При критическом перепаде давления реализуются режимы работы, при которых параметры факела практически не зависят от слабых возмущений среды, в которую происходит истечение. Поле центробежных сил и характерная особенность течения обеспечивают качественное конвек-тивно-пленочное охлаждение корпусных элементов вихревой горелки. Широкий спектр возможного использования вихревых го-релочных устройств показан на рис. 7.1. [c.307]

Вычислим полную интенсивность излучения. Плотность потока звуковой энергии в волновой зоне направлена в каждой точке вдоль направления п, а по величине равна q = p / p. Полная интенсивность получается умножением q на r do и интегрированием по всем направлениям п ). Фактически нас интересует, однако, не мгновенное пульсирующее значение интенсивности, а ее усредненное по времени значение (турбулентность предно- [c.408]

Теплоотдача при турбулентном пограничном слое. Аналитический расчет теплоотдачи в турбулентном слое представляет большие трудности вследствие сложности самого двихсения и сложности механизма переноса количества движения и теплоты. Особенностью турбулентного течения является пульсационный характер движения. На рис. 2.34 показана осциллограмма колебаний скорости в фиксированной точке турбулентного потока. Отклонеггие мгновенной скорости w от средней w называется пульсацией. Наличие пульсаций как бы увеличивает вязкость, и тогда полная вязкость турбулентного потока будет суммой двух величин — молекулярной вязкости и дополнительной турбулентной. Турбулентная вязкость ji,p не является физическим параметром теплоносителя, как коэффициент динамической вязкости, и характеризует интенсивность переноса количества движения в турбу-лентно.м потоке. Аналогично вязкости в уравнении движения, в дифференциальном уравнении энергии дополнительно к молекулярной теплопроводности появляется турбулентная теплопроводность характеризующая турбулентный перенос теплоты и также не являющаяся физическим параметром теплоносителя. [c.129]

Из уравнения (3.22) видно, что отношение L/Lf зависит от того, в каком соотношении находятся отрывной радиус пузыря и радиус отверстий, через которые протекает пар. При турбулентном обтекании пузыря можно принять 1 = 0,4 [93]. Тогда для давления 0,1 МПа, когда Ro/Ri = 3 при т = 0, отношение Ljlp составляет 3,36 (при всех значениях т>0 это отношение несколько возрастает). Когда отношение RqIR меньше, соотношение между энергией, затрачиваемой на образование пузыря, и работой сил, сопротивления, рассчитанное по уравнению (3.22), становится еш,е ниже и, следовательно, пренебречь величиной Lp в этих условиях нельзя. При этом следует иметь в виду то, что по мере приближения радиуса отверстия к значению уравнение (3.22) становится все менее достоверным, так как пузырь все больше теряет форму полного шара, для которого действительны зависимости (3.18) и (3.19). [c.88]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...