Закон скоростей в средней части потока

Закон скоростей в средней части потока по Карману. Внеся турбулентное касательное напряжение определяемое формулой Кармана (19.19), в соотношение (19.20), мы получим [c.529]

Определим характер изменения коэффициента yj при увеличении объемной концентрации частиц в наклонном желобе. Для этого рассмотрим следующую упрощенную модель аэродинамического взаимодействия потока. Пусть по экспоненциальному закону частицы неподвижно закреплены в желобе прямоугольного сечения (рис.3.3). По желобу со средней скоростью U p нагнетается воздух. В результате неравномерного распределения частиц скорость воздуха у дна жёлоба будет ниже, чем в верхней части сечения. [c.94]

При нагревании тел часть тепла в результате атомных возмущений неизбежно преобразуется в лучистую энергию. Носителями лучистой энергии являются электромагнитные волны или в другом представлении фотоны (кванты энергии). Скорость перемещения этих носителей в вакууме составляет около 300-10 м сек. Результирующий тепловой поток от излучающей среды с абсолютной температурой К к поверхности, средняя абсолютная температура которой равна Тс определяется по формуле, построенной на законе Стефана-Больцмана [c.135]

На рис. 27 изображена схема узла, в котором вал вращается в неподвижном подшипнике. При расчете принимается следующая схема тепловых потоков. Тепло образуется на опорной площадке подшипника, ограниченной углом контакта 2ф, в процессе фрикционного взаимодействия рабочих поверхностей подшипника и вала. Избыточная температура вала под подшипником постоянна в радиальном и осевом направлении. Максимальная температура на рабочей поверхности обычно определяется как сумма средней температуры поверхности трения и температурной вспышки на пятне контакта [55, 57]. Формулы для расчета температуры вспышки даны во второй части и в приложении. Однако при скоростях скольжения, имеющих место при эксплуатации рассматриваемых подшипниковых узлов (менее 2,5 м/с—см. гл. 4), роль температурных вспышек на пятнах контакта незначительна, и ими можно пренебречь. Избыточная температура опорной площадки подшипника (на угле контакта 2(р) постоянна и равна Од, а за пределами опорной площадки температура рабочей поверхности подшипника снижается по экспоненциальному закону, достигая минимального значения в точке с рабочей поверхности, наиболее удаленной от опорной площадки (рис. 27). [c.51]

Предположим, что горение идет при постоянной температуре. Для начальной стадии горения это предположение должно значительно расходиться с действительными условиями. Для основной же части зоны горения такой прием можно считать допустимым, хотя и нельзя пока дать обоснованного метода выбора расчетной средней температуры. Примем также, что скорости капель и потока одинаковы. В действительности, как уже указывалось, часть паров сгорает непосредственно в факеле отдельной капли, часть — в среде по законам гомогенного горения газов. Мы же будем сейчас для упрощения считать, что все горение идет в газовой фазе, состав которой одинаков в пределах каждого поперечного сечения потока, т. е предположим, что выделяющийся пар топлива мгновенно и равномерно распределяется по сечению потока. [c.228]

Исходными данными для профилирования лопаток являются параметры потока на среднем радиусе и размеры проточной части ступени, полученные в результате предварительного проектировочного расчета. Далее в соответ твии с выбранным законом распределения закрутки потока по радиусу (обычно принимается ступень с постоянной циркуляцией) определяются параметры потока и планы скоростей на выбранных расчетных радиусах. При известных планах скоростей и размерах проточной части ступени выбираются основные параметры решетки и профиля (хорда, относительная толщина профиля, относительные координаты Хг ч xf и др.). Густота околозвуковой и сверхзвуковой решетки выбирается несколько больше, чем в дозвуковой (на среднем радиусе увеличивается до 1,4. .. 1,6, на внутреннем — до 2,0. .. 2,5). Лопатки имеют меньшую относительную толщину профилей (на конце лопатки с может уменьшаться до [c.79]

Закон дефицита скорости пограничного слоя, выраженный уравнением (255), — эмпирический закон, общепризнанный за хорошее совпадение эпюр скоростей в узком диапазоне чисел Рейнольдса, полученных в лабораториях. Таусенд указывал, что характеристики турбулентного потока во внешней части пограничного слоя медленно реагируют на изменение условий у стенки, так что эпюра средней скорости на некотором участке зависит от предыстории потока. Соответственно Таусенд предположил, что закон дефицита скорости может быть усовершенствован при учете зависимости эпюры скоростей от касательного напряжения у стенки на некотором участке выше по течению, т. е. [c.322]

Еще более простой вывод логарифмического закона для профиля скорости, восходящий также к основным идеям Прандтля и Кармана, основан на использовании соображений размерности. Он заключается в том, что в области течения, не слишком близкой ни к стенке, ни к оси канала или трубы (или вообще части течения, в которой вертикальный поток импульса уже нельзя считать постоянным), изменение средней скорости с изменением z долншо определяться единственным размернь1м параметром (равным потоку импульса через единицу массы жидкости). Отсюда вытекает, что du/dz ujz, откуда и следует сразу логарифмический закон (2.2). [c.471]

Скорость в струе падает также с увеличением расстояния от отверстия. Легко определить закон, по которому происходит это уменьшение. Для этого воспользуемся следующими соображениями. Полный поток импульса через сферическую поверхность (с центром в точке выхода струи) должен оставаться неизменным при изменении её радиуса. Плотность потока импульса в струе — порядка величины ргг , где и есть порядок величины некоторой средней скорости в струе это есть единственная величина должной размерности, которую можно составить из имеющихся в нашем распоряжении плотности жидкости р, скорости и и расстояния л . Площадь той части поперечного сечения струи, в которой й заметно отлично от нуля,—порядка величины Поэтому полный поток импульса — порядка ра / . Приравнивая это выражение постоянной и подставляя / = onst, х, получаем [c.166]

Протекание жидкости через перфорированную пластинку (плоскую решетку) в пространство, не ограниченное стенками. Если поток равномерно набегает на перфорированную пластинку перпендикулярно ее поверхности, то струйки, вытекающие из отверстий, имеют одинаковые скорости и направление. Непосредственно за плоской решеткой жидкость движется отдельными свободными струйками, которые постепенно размываются и только на определенном расстоянии за решеткой сливаются в общую струю с максимальной скоростью на оси центральной струйкн (рис. 1.49, а, б). Каждая струйка за решеткой интенсивно подсасывает окружающую ее жидкость. При этом соседние струйки мешают притоку жидкости, увеличивающей присоединенную массу. Поэтому вокруг каждой струйки образуется циркуляция внутренних присоединенных масс (рис. 1.49, в), так что масса струек от выходного сечения О—О (х — 0) до сечения I—/ (х/с1 т- 5-т-8), где происходит слияние практически всех струек, остается постоянной. Только крайние струйки в случае неограниченной струи могут непрерывно подсасывать жидкость из окружающей среды, передавая ей часть кинетической энергии [40, 41 1. Так как увеличение массы центральных струек за счет окружающей среды затруднено, они начинают подсасывать соседние струйки. В результате все струйкн отклоняются к оси (рис. 1.49, в), и площадь поперечного сечения / -/ общего потока с массой, равной сумме масс всех струек, получается меньше начальной площади (сечения О—О), т. е. площади решетки. Согласно опытам [34], в этом сечении отношение средней скорости к максимальной = г ср/и г 0,7 при / =--== 0,03- 0,40. После суженного сечения поток расширяется по обычным законам свободных струй (см. выше) с увеличением общей массы за счет присоединенной массы из окружающей среды (см. рис. 1.49, а, в). На основании рис. 1.49, а а б относительное расстояние х/1/ Ек от решетки до самого узкого поперечного сечения общей струи, после которого она начинает расширяться, можно принять равным 0,6—0,7. [c.53]

Расчеты, проведенные для сверхзвуковых потоков при различных законах изменения приведенной скорости по сечению, показывают, что даже при весьма большой неравномерности потока — например, при изменении полного давления р в 5— 10 раз при р = onst — множитель правой части уравнения (147) отличается от единицы всего на 0,5—1,5 %. Поэтому можно считать, что т. е. результаты определения средней [c.274]

Этот закон имеет и некоторое теоретическое обоснование. Например, в случае тела, движущегося в воздухе со скоростью v, за время / выводится из покоя (если так можно выразиться) масса воздуха,, пропорциональная количеству vdi, и ей сообщается средняя скорость, пропорциональная величине v. Следовательно, количество движения, сообщенное воздуху и соответственно отнятое у тела в единицу времени, процорционально ). Этот аргумент ошибочен в том отношении, что при этом предполагается одно и то же геометрическое распределение для скоростей всех точек потока воздуха относительно тела, но можно показать, что при известных условиях значительная часть сопротивления подчиняется формулированному выше закону. [c.260]

При наличии конвекщш средней скорости имеет место взаимодействие движущегося потока и излученного звука. Это взаимодействие может приобретать различный характер. Филлипс [97], по-видимому, впервые попытался рассмотреть детали механизма этого взаимодействия. В этих целях он, исходя из уравнений движения и второго закона термодинамики, выразил волновое уравнение и правую часть в форме Лайтхилла, но исключил из этих уравнений плотность в явном виде. Укажем основные этапы вывода уравнения Филлипса, не останавливаясь на деталях, имея в виду, что для наших целей наибольший интерес представит анализ конечного выражения. [c.56]

При исследовании многих газодинамических проблем часть параметров, имеютттих не основное значение в рассматриваемой задаче, заменяют их осреднен-ными значениями. При этом следует иметь в виду, что при любом осреднении не могут быть сохранены все свойства потока, так как при осреднении часть информации о потоке неизбежно теряется. Осреднение представляет собой замену неоднородного потока однородным при условии сохранения наиболее суш,ественных для обсуждаемой задачи свойств течения. На практике часто приходится, например, рассчитывать газовые потоки в каналах с переменными в сечении параметрами. В ряде случаев эти потоки можно рассматривать как одномерные с некоторыми средними значениями параметров в каждом сечении. При этом возникает задача об осреднении параметров газа в поперечном сечении неравномерного потока. Иногда в качестве средних значений принимают осредненные но площади параметры (скорость, плотность, температура и т. д.). Однако такой подход может привести к заметным ошибкам в смысле соблюдения законов сохранения Ньютона (массы, количества движения и энергии). Поэтому при решении задачи осреднения [c.27]

При прохождении потока через сужающее устройство происходит изменение потенциальной энергии вещества, часть которой вследствие местного сжатия струи и соответствующего увеличения скорости потока преобразуется в кинетическую энергию. Изменение потенциальной энергии приводит к появлению разности статических давлений (перепада давления), которая определяется при помощи дифманометра. Так как согласно закону сохранения энергии суммарная энергия движущейся среды уменьшается только на величину потерь, то по измеренному перепаду давления может быть определена кршетическая энергия потока при его сужении, а по пей — средняя скорость и расход вещества. [c.274]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...