Масштаб турбулентности

Влияние какой-либо упругости, которой жидкость может обладать в заданном поле течения, зависит от того, как велико Л и как мал некоторый характерный временной масштаб течения. В турбулентных течениях этот временной масштаб фактически очень мал [23], и значительные аномалии поведения наблюдаются даже для лишь слегка упругих жидкостей, таких, как разбавленные растворы полимеров [24]. Фактически в качестве характерного временного масштаба турбулентного течения можно взять [c.280]

В [Л. 113] гидросмесь трактуется как сумма двух потоков фиктивных континуумов (жидкости и частиц). В отличие от большинства других исследователей М. А. Дементьев специально подчеркивает эту фиктивность, оправдывая ее лишь приложимостью методов механики сплошной среды. В [Л. 113] для оценки надежности использования модели фиктивного континуума рекомендуется сопоставлять объем характерного структурного образования турбулентности, определяемого кубом поперечного масштаба турбулентности [c.29]

Характер и степень взаимосвязанности этих задач зависит от размера частиц по сравнению с масштабом турбулентности жидкости, от их плотности по сравнению с плотностью жидкости и от величины истинной концентрации частиц. [c.100]

Важным является оценка частот пульсаций, а также пространственных и временных масштабов турбулентности, статистически характеризующих продольную, поперечную и временную структуру турбулентности. [c.122]

В последние годы при исследовании шума дозвуковых турбулентных струй обнаружены новые явления, что позволило уточнить существующие представления о при[юде и закономерностях турбулентного шума и наметить пути его снижения. Было, в частности, показано, что шум турбулентной струи определяется не только начальными параметрами истечения (начальные профили скорости, энергии и масштаба турбулентности), но и влиянием наложенного акустического поля. Оказалось, что если не учитывать влияние самих установок и различных технических устройств, находящихся в акустически возбужденном состоянии, то их аэродинамические и акустические характеристики могут заметно отличаться от соответственных характеристик чистой турбулентной струи [3]. [c.126]

Ф п г. 2.22. Масштаб турбулентности потока [739]. [c.92]

Пригодность этого приближения проконтролирована в каждом случае измерениями в двух сечениях канала, расположенных ниже по течению. На фиг. 2.24 и 2.25 приведены данные о коэффициенте диффузии и масштабе турбулентности для частиц двух [c.93]

Наряду с пространственными масштабами турбулентных пульсаций, можно рассматривать также и их временные характеристики — частоты. Нижний конец частотного спектра турбулентного движения лежит при частотах и/1 Верхний же его конец определяется частотами [c.192]

Говоря (в следующих параграфах) о свободной границе турбулентной области, мы будем подразумевать, естественно, ее усредненное по времени положение. Мгновенное же положение границы представляет собой очень нерегулярную поверхность эти нерегулярные искажения и их изменение со временем связаны в основном с крупномасштабными пульсациями и соответственно простираются в глубину на расстояния, сравнимые с основным масштабом турбулентности. Нерегулярное движение граничной поверхности приводит к тому, что фиксированная в пространстве точка потока (не слишком удаленная от среднего [c.209]

Прежде чем определить постоянную с, укажем предварительно на следующую существенную особенность рассматриваемого движения оно не имеет никаких характерных постоянных параметров длины, которые могли бы определить масштаб турбулентного движения, как это имеет место в обычных случаях. Поэтому основной масштаб турбулентности определяется самим расстоянием у турбулентное движение на расстоянии у от стенки имеет основной масштаб порядка величины у. Что же касается пульсационной скорости турбулентного движения, то она — порядка величины и. Это тоже следует непосредственно из соображений размерности, поскольку и — единственная величина с размерностью скорости, которую можно составить из имеющихся в нашем распоряжении величин а, р, у. Подчеркнем, что в то время как средняя скорость падает с уменьшением у, порядок величины пульсационной скорости оказывается одинаковым на всех расстояниях от стенки. Этот результат находится в согласии с общим правилом, что порядок величины пульсационной скорости определяется изменением Аи средней скорости ( 33). В рассматриваемом случае нет характерных длин /, на которых мол(но было бы брать изменение средней скорости Аи должно быть теперь разумным образом определено, как изменение и при изменении расстояния у на величину порядка его самого. Но при таком изменении у скорость и меняется согласно [c.245]

На достаточно малых расстояниях от стенки начинает играть роль вязкость жидкости обозначим порядок величины этих расстояний посредством у . Определить г/о можно следующим образом. Масштаб турбулентного движения на этих расстояниях — порядка i/o, а скорость — порядка и . Поэтому число Рейнольдса, характеризующее движение на расстояниях есть Р, [c.245]

Будем считать, что существенное изменение средней температуры происходит на тех же расстояниях I (основной масштаб турбулентности), на которых меняется средняя скорость движения. К мелкомасштабным (масштабы X I) пульсациям температуры можно применить те же общие представления и соображения подобия, которые были ул<е использованы при рассмотрении локальных свойств турбулентности в 33. При этом будем считать, что число Р 1 (в противном случае может оказаться необходимым введение двух внутренних масштабов, определенных по V и по х)- Тогда инерционный интервал масштабов является в то же время конвективным, — выравнивание температур в нем происходит путем механического перемешивания различно нагретых жидких частиц без участия истинной теплопроводности свойства температурных пульсаций в этом интервале не зависят и от крупномасштабного движения. Определим зависимость разностей температур Т%, от расстояний X в инерционном интервале (Л. М. Обухов, 1949). [c.299]

Решение Согласно сказанному в 42 поперечная скорость в вязком подслое порядка величины и ([c.301]

В турбулентном потоке жидкости имеются турбулентные пульсации всевозможных размеров. Это связано с тем, что турбулентное движение не заключает в себе каких-либо характерных постоянных параметров длины, которые определяли бы масштаб турбулентных пульсаций. Поэтому основной масштаб турбулентных пульсаций должен быть равен по порядку величины расстоянию 2 от твердой стенки. [c.393]

Для самых крупных турбулентных пульсаций скорости и имеют порядок величины скорости основного течения жидкости ауо, а масштаб этих пульсаций (его называют также внешним масштабом турбулентности) — такой же, как и геометрические размеры потока Ь поэтому из выражения для е следует, что [c.394]

Если сверху размеры турбулентных пульсаций ограничены геометрическими размерами потока, то снизу — некоторой величиной / , представляющей собой наименьший размер турбулентных пульсаций (внутренний масштаб турбулентности). Так как частота пульсаций, т. е. величина шД, тем меньше, чем больше I, то крупномасштабные пульсации называют низкочастотными, а мелкомасштабные — высокочастотными. [c.394]

В случае изотропной турбулентности, наблюдающейся вообще вдали от твердых стенок, когда влияние последних отсутствует, масщтаб турбулентных пульсаций ограничен сверху геометрическими размерами потока Ь, а снизу — внутренним масштабом турбулентности меньшим Ь в Ке раз. [c.418]

По сути дела различие эффективности энергопереноса определяется масштабами энергоносителей, в данном случае масштабами турбулентности. Более глубокое различие мелкомасштабной и крупномасштабной турбулентности проявляется при рассмотрении процесса переноса окружной компоненты импульса. [c.133]

Хинце [197], рассматривая проблемы переноса в турбулентных потоках, ввел понятие жидкого моля, под которым понимает достаточно протяженную часть жидкого континуума, состоящую из когерентного конгло (ерата жидких частиц . Размер жидкого моля сравним с интефальным масштабом турбулентного движения, причем обмен его с окружающей средой будет определяться влиянием мелкомасштабных турбулентных движений. В процессе перемещения в радиальном направлении, совпадающем с направлением фадиента давления и при противоположном движении, турбулентные моли совершают микрохолодильные циклы. В рамках формализма Прандтля предполагается, что каждый жидкий или, как его еще называют, турбулентный моль в процессе турбулентного движения представляет собой некоторую индивидуальность, сохраняющую свою субстанцию в течение некоторого характеристического промежутка времени. Необходимо помнить, что имеющие место пульсации давления при перемещении моля на длине пути смешения / будут сопровождаться переносом импульса. Тогда, если импульс не сохраняется, нарушается требование, предъявляемое Прандтлем к транспортабельной субстанции,— турбулентному молю. Тем не менее понятие турбулентного моля удобно использовать при анализе задач переноса. Ссылаясь на работу Шмидта [256], Хинце отмечает, что расслоение будет устойчивым, если распределение температуры отличается от адиабатного [c.164]

В качестве введения в задачу о взаимодействии многофазной среды с телом oy и Тьен [742] расс.мотрели движение отдельной сферической твердой частицы вблизи стенки, обтекаемой турбулентным потоком жидкости. Теоретический анализ содержал основное уравнение движения, описывающее влияние стенки на двухфазный турбулентный поток, и решение уравнений, включающее лишь наиболее существенные процессы, которые протекают в стацпонарных условиях. Упрощенная физическая модель рассматрпвае.мых явлений представляла собой сферическую твердую частицу в полубесконечном турбулентном потоке жидкости, ограниченном бесконечно протяженной стенкой (фиг. 2.10). Размер частицы предполагался настолько малым в сравнении с раз-меро.м вихря пли микромасштабом турбулентности потока, что вклад различных пульсаций скорости был линеен. Описание характера движенп.ч потока строилось на основе данных по распределению интенсивностей и масштабов турбулентности [105, 418, 468]. Течение, особенно вблизи стенки, является анизотропным и неоднородным. Тем не менее в качестве основного ограничивающего допущения было принято представление о локальной изотропно- [c.58]

На фиг. 2.20 показана интенсивность турбулентности потока для различных размеров и расходов переносимых твердых частиц (массовый расход вещества частиц во всех случаях от 90 до 180 г1сек). Из фиг. 2.20 с.ледует, что при содержании частиц до 0,06 3 на 1 3 воздуха, реа.лизованном в этих экспериментах, их присутствие не оказывает существенного влияния на турбулентность воздушного потока. То же самое подтверждается данными о коэффициенте турбулентной диффузии и масштабе турбулентности, приведенными на фиг. 2.21 и 2.22. Измеренные значения коэффициента турбулентной диффузии несколько превышают полученные для случая круглой трубы. Коэффициенты диффузии при турбулентном течении в трубах впервые измерены в работе [c.90]

Поско.льку одна перфокарта может охватить лишь малую часть поля течения, для получения характеристик турбулентности всего поля необходимо большое число автокорреляций. Однако даже единичная операция такого типа дает результаты, неплохо согласующиеся между собой в сравнении с методикой прямого измерения и счета (табл. 2.1). Масштаб турбулентности был получен интегрированием корреляционных кривых. [c.99]

В пределах некоторого диапазона концентрации твердых частиц возможно снижение масштаба турбулентности газа за счет влияния инерции частиц, но с увеличением концентрации масштаб турбулентности возрастает. В преде.чьном состоянии такой поток турбулизован твердыми частицами, как это происходит с ламинарным потоком газа в псевдоожиженном слое. [c.162]

Рассмотрим подробнее характер накладывающегося на усредненный поток нерегулярного, пульсационного, движения. Это двил<ение можно в свою очередь качественно рассматривать как результат наложения движений (турбулентных пульсаций) различных, как мы будем говорить, масштабов (под масштабом движения подразумевается порядок величины тех расстояний, на протяжении которых существенно меняется Kopo ib движения). По мере возрастания числа Рейнольдса появляются сначала крупномасштабные пульсации чем меньше масштаб движения, те. 1 позже такие пульсации появляются. При очень больших числах Рейнольдса в турбулентном потоке присутствуют пульсации с масштабами от самых больших до очень малых. Основную же роль в турбулентном потоке играют крупномасштабные пульсации, масштаб которых — порядка величины характеристических длин, определяющих размеры области, в которой происходит турбулентное движение в дальнейшем будем обозначать порядок величины этого основного (или внешнего) масштаба турбулентного движения посредством /. Эти крупномасштабные движения обладают наибольшими амплитудами. Их скорость по порядку величины сравнима с изменениями Ли средней скорости на протяжении расстояний I (мы говорим здесь о порядке величины не самой скорости, а ее изменения, поскольку именно оно характеризует скорость турбулентного движения абсолютная же величина средней скорости может быть произвольной в зависимости от того, в какой системе отсчета рассматривается движение) ). Что же касается частот этих крупномасштабных пульсаций, то они — порядка отношения и/1 средней скорости и (а не ее изменения А ) к размерам /. Действительно, частота определяет период повторяемости картины движения, наблюдаемой из некоторой неподвижной системы отсчёта. Но относительно такой системы вся эта картина движется вместе со всей исид-костью со скоростью порядка и. [c.185]

Выясним теперь, на каких расстояниях начинает играть роль вязкость жидкости Эти расстояния Хо опре,челяют собой в то л<е время порядок величины масштабов наиболее мелкомасштабных пульсаций в турбулентном потоке (величину Хо называют внутренним масштабом турбулентности в противоположность [c.190]

Таким образом, внутренний масштаб турбулентности быстро надает при увеличении числа Рейнольдса. Для соотпетствугощей скорости имеем [c.191]

Величина Brr как функция времени существенно меняется лишь за время, отвечающее основному масштабу турбулентности 1/и). По отношению к локальной турбулентности основное движение может рассматриваться как стационарное (как это было уже отмечено в 33). Это значит, что в применении к локальной турбулентности в левой стороне уравнения (34,20) можно с достаточной точностью пренебречь производной dBrrldt по сравнению с е. Умножив остающееся уравнение на г и проинтегрировав его по г (с учетом обращения корреляционных функций в нуль при /- = 0), получим следующее соотношение между Brr и В rrt. [c.199]

Отсюда возникает возможность определить для этой стадии закон изменения со временем основного масштаба турбулентности / и ее характерной скорости и. Оценка интеграла (34,25) дает Л 0 / = onst. Еще одно соотношение получим из оценки скорости убывания энергии путем вязкой диссипации. Диссипация е пропорциональна квадрату градиентов скорости оценив последние как v/l, имеем e v(o/Z) . Приравняв ее производной d v )/dt v /t t отсчитывается от начала заключительной стадии затухания), получим I (vi ) и затем [c.202]

Основная часть энергии турбулентного движения заключена в частотах ufl, отвечающих основному масштабу турбулентности / и — характерная скорость движения (см. 33). Таковы же будут, очевидно, и основные частоты в спектре излучаемых звуковых волн. Соответствующие же длины волн X lju > /. [c.407]

На величину критического числа Рейнольдса влияет также интенсивность турбулентности е внешнего потока, определяемая отношением среднего квадратичного значения пульсации скорости к средней скорости. Согласно имеющимся экспериментальным данным, при малых значениях е (е<0,1%) Ккр не зависит от интенсивности турбулентностп внешнего потока, и основной причиной возникновения перехода является потеря устойчивости. При 6 >0,1 % возрастание интенсивности турбулентностп внешнего потока приводит к значительному сокращению ламинарного участка течения (например, при е = 1 % протяженность ламинарного участка на плоской пластине почти в 4 раза меньше, чем при е = 0,1%). Еще более сложным образом на переход влияют масштаб турбулентности и шероховатость обтекаемой поверхности. [c.314]

Смотреть страницы где упоминается термин Масштаб турбулентности : [c.101] [c.173] [c.186] [c.131] [c.12] [c.34] [c.38] [c.46] [c.66] [c.84] [c.90] [c.94] [c.94] [c.100] [c.190] [c.223] [c.531] [c.532] [c.192] [c.194] [c.209]

Методы и задачи тепломассообмена (1987) -- [ c.45 ]

Теплопередача Изд.3 (1975) -- [ c.148 ]

Механика жидкости и газа (1978) -- [ c.531 , c.534 , c.554 , c.629 ]

Теория пограничного слоя (1974) -- [ c.502 ]

Механика жидкости и газа Издание3 (1970) -- [ c.674 , c.698 , c.784 , c.787 ]

Справочник проектировщика динамический расчет сооружений на специальные воздействия (1981) -- [ c.80 ]

Основы теплопередачи в авиационной и ракетно-космической технике (1992) -- [ c.393 ]

Справочник по гидравлике Книга 1 Изд.2 (1984) -- [ c.225 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...