Спектр турбулентного течения

Для описания структуры турбулентности вместо корреляционной функции можно использовать частотный анализ движения, который приводит к понятию спектра турбулентного течения. Если обозначить через п частоту и через Р п) йп — процент- [c.513]

Спектр турбулентного течения 513 [c.710]

Если величина энергии, необходимой для поддержания турбулентного течения жидкости, велика, то процессы дробления приведут к образованию газовых пузырьков с размерами, сравнимыми с I или даже меньшими. Для таких пузырьков газа энергетический спектр Е к) определяется не соотношением (4. 3. 8), а формулой [c.140]

Наиболее важными характеристиками турбулентного течения являются одноточечные пространственные корреляции, автокорреляции, пространственно-временные корреляции, а также частотный спектр пульсаций. Ниже рассмотрены основы техники экспериментального определения этих параметров с помощью термоанемометра. [c.261]

Спектральная модель течения устанавливает параметры, характеризующие структуру турбулентного потока, характерные точки спектра турбулентных пульсаций, безразмерные значения пульсационной скорости и скорости диссипации энергии [3]. [c.105]

Яловой П. С. Исследование спектра энергии гидроупругих колебаний, индуцируемых турбулентным течением жидкости во входном патрубке насоса. — В кн. Виброзащита человека-оператора и колебания в машинах. М. Наука, 1977. [c.112]

Колебания давления и скорости, наложенные на осред-ненное течение, могут служить причиной возмущающего воздействия на устойчивость и структуру течения. В случае ламинарного течения эти воздействия могут ускорить или замедлить переход к турбулентному режиму течения, а в случае турбулентного потока — существенно изменить гидродинамические характеристики потока, в частности спектр турбулентности, и даже привести к образованию вихревых течений. [c.175]

В случае высокочастотных колебаний, когда период регулярных возмущений совпадает с минимальным периодом турбулентных пульсаций, картина течения существенно усложняется регулярные колебания могут взаимодействовать с турбулентными пульсациями, в результате чего спектр турбулентных колебаний может изменяться. В спектре одновременно будут существовать как случайные турбулентные колебания, так и регулярные. Если воспользоваться формальным преобразованием уравнений Навье-Стокса к уравнениям Рейнольдса, полагая при этом, что пульсационную скорость Можно представить в виде суммы турбулентных составляющих ы,- и регулярных W [c.190]

Теоретический анализ теплообмена в колеблющихся потоках при турбулентном режиме течения значительно усложняется, поэтому существующие полуэмпирические теории, которые достаточно удовлетворительно с практической точки зрения описывают стационарные осредненные по времени турбулентные потоки, вряд ли могут быть использованы для исследования колеблющихся турбулентных потоков. Как известно, турбулентные стационарные потоки включают в себя большой диапазон частот колебаний параметров потока. Возможно, что колеблющийся поток определенной частоты может избирательно включаться в энергетический спектр турбулентных пульсаций. Турбулентные пульсации, частоты которых близки к частоте вынужденных колебаний, могут возбуждаться, тогда как турбулентные пульсации с другой частотой, наоборот, могут подавляться под действием вынужденных колебаний. [c.226]

При X, больших Хо, мы вступаем в инерционную подобласть спектра, где форма функции Ф может быть предсказана на основе хорошо установленных физических законов, описывающих турбулентное течение. Согласно цитированной выше работе Колмогорова, форма функции Ф в инерционной подобласти дается выражением [c.367]

Таким образом, для выбора масштаба осреднения, необходимо знать поря-док величины (спектр) пульсаций для всех термогидродинамических параметров турбулентного течения смеси (таких как скорость ветра, давление, температура, и т.д.). Энергетический спектр пульсационного поля какой-либо физической величины A(rJ) представляет из себя серию кривых, описывающих зависимость [c.14]

Одновременно следует подчеркнуть ограниченные возможности данного подхода к моделированию турбулентных течений. Дело в том, что само существование определенной формы аппроксимирующих соотношений для корреляций высокого порядка в уравнениях переноса для вторых моментов (с учетом того, что моделирующие соотношения должны характеризоваться теми же свойствами тензорной симметрии, что и у моделируемых членов, и иметь ту же размерность) возможно только при наличии некоторого равновесного при данных условиях спектра турбулентности. Кроме того, часто делаются предположения о постоянстве эмпирических констант, значения которых не нужно подбирать для каждого нового течения. Для другого режима турбулентного течения форма аппроксимирующих соотношений, и тем более значения констант, могут сильно отличаться (Иевлев, 1975). Вместе с тем, схемы замыкания, использующие эволюционные уравнения переноса для вторых моментов, представляются по своим потенциальным возможностям более перспективными, чем схемы первого порядка, рассмотренные нами в 3.3. [c.168]

Вместе с тем, как справедливо было отмечено Иевлевым Иевлев, 1975), предположение о постоянстве констант возможно, вообще говоря, только при существовании некоторого равновесного для рассматриваемых условий течения спектра турбулентности. Для другого режима течения значения констант могут сильно изменяться. С целью учета этого обстоятельства некоторые авторы считают, что константы являются однозначными функциями от характерных безразмерных параметров течения (например, чисел Рейнольдса, Ричардсона, Россби) и некоторых других безразмерных характеристик турбулентности. В этом случае, однако, метод инвариантного моделирования полностью теряет свое преимущество относительно схем замыкания первого порядка. [c.181]

В настоящее время нет единой версии, объясняющей это явление. Представляются вероятными два варианта объяснения. Во-первых, можно предположить неединственность автомодельного течения в дальнем следе (возможно существование дискретного или сплошного спектра автомодельных течений, различающихся количественно). Во-вторых, можно связать эти эффекты с долгой памятью , т.е. с большим временем релаксации, когда на большом протяжении следа сохраняется память о начальном уровне турбулентности в ближнем следе. С практической точки зрения выбор между этими версиями может оказаться не столь важным, поскольку реальные расчеты проводятся для конечных расстояний от тела. [c.448]

Гипотезы Колмогорова позволяют сформулировать ряд конкретных выводов о статистических характеристиках мелкомасштабных компонент турбулентности. Наиболее важным из них является выведенный Колмогоровым закон двух третей средний квадрат разности скоростей турбулентного течения в двух точках на расстоянии г друг от друга при г в инерционном интервале масштабов равен С ггу где С — универсальная числовая постоянная. Другой формой этого утверждения, впервые указанной Обуховым (1941), является так называемый закон пяти третей плотность распределения кинетической энергии по спектру волновых чисел к турбулентных неоднородностей в инерционном интервале имеет вид где С — другая числовая постоянная (просто связанная с С). [c.18]

В турбулентном течении распределение энергии по спектру [c.211]

Можно показать, что наличие переноса энергии по спектру, обусловленного нелинейными членами уравнений гидродинамики, приводит к тому, что в турбулентном течении энергия любой дискретной точки спектра быстро перераспределяется по непрерывной спектральной области (см. VII раздел в томе 2 этой книги). [c.211]

Рассмотрим турбулентное течение воздуха с частицами углерода диаметром 5 и 50 мк при колшатной температуре и атмосферном давлении. Исходные физические параметры имеют следующие значения V = 0,157 см сек, р = 1,18-10 г см , Рр = 2,25 г см , что дает для частиц меньшего и большего размеров соответственно а = 7,52-10 и а = 7,52-10 сек- р = 0,00079. Лауфер 14701 показал, что при полностью развитом турбулентном течении воздуха в трубе диаметром 254 мм и Не == 5-10 турбулентность на оси трубы практически изотропна и ее интенсивность равна 85,5 см сек, что соответствует примерно 2,8% скорости на оси, или 80% скорости трения. На фиг. 2.7,а представлены данные работы [4701 по энергетическому спектру турбулентности. Включение этих данных в используемую здесь лагранжеву систему осуществлено по методу Майкельсона [24, 537]. На фиг. 2.1,а приведены две кривые, характеризующие изменение в зависи- [c.55]

На рис. 17.5 показана структурная схема использования системы К-200, разработанной в рамках АСЭТ, для автоматизации измерений при исследовании турбулентных течений с малыми добавками полимеров между вращающимися коаксиальными цилиндрами [5]. При постановке опытов на установке регистрируются следующие параметры скорость вращения внешнего цилиндра температура жидкости в зазоре среднеквадратичное значение и спектр пульсаций давления на стенке время от начала измерений. [c.349]

Исследование интенсивности пульсаций скорости, автокорреляционной функции и спектральной плотности позволило выявить физическую природу рштенсификации теплообмена в пучках витых труб. Оказалось, что дополнительная турбули-зация потока связана с закруткой и неравномерностью поля скорости в ядре потока. Так, сдвиг энергетического спектра турбулентности в область высоких частот (волновых чисел) по сравнению со спектром в круглой трубе, характеризующий возрастание диссипации энергии, наблюдается во всей области течения и для всех исследованных чисел Ее и Гг . При этом максимальные значения интенсивности турбулентности наблюдаются в следе за местами касания соседних труб, где энергетический спектр сдвинут в область высоких частот в большей мере. Увеличение доли энергосодержащих вихрей с ростом числа Рг (увеличением относительного шага закрутки труб S d) и уменьшение интенсивности турбулентности как за местами касания труб, так и в сквозных каналах, свидетельствует об уменьшении дополнительной турбулизации потока в пучке витых труб. Эти закономерности наблюдаются и при исследовании усредненных характеристик потока (коэффициентов теплоотдачи и гидравлического сопротивления) [39]. [c.82]

Однако при таком представлении безразмерная основная частота озо/о) возрастает с числом Рейнольдса, так что полная безразмерная энергия, которая содержится в этом универсальном спектре, не является универсальной постоянной. В связи с этим интересно отметить, что oiq/w достигает единицы прп конечных числах Рейнольдса порядка 10 . Таким образом, очевидно, что с увеличением числа Рейнольдса безразмерная энергия первичного движения постепенно уменьшается и становится равной нулю вблизи Re ------= 10 . К сожалению, оказалось, что для таких больших чисел Рейнольдса нет надежных эксперимептальиых данных. Тем не менее интересно обсудить физический смысл этого утверждения. По-видимому, с увеличением числа Рейнольдса выбрасываемые первичные струи разрушаются, переходя в случайное турбулентное движение на все более ранней стадии развития, пока наконец при разрушении подслоя вся энергия, теряемая первичным движением, сразу непосредственно передается случайным турбулентным вихрям, и переносящие импульс струи перестают существовать как отдельные образования. Возможно, необходимо определить два полностью развитых режима турбулентного течения. Один из ных существует от момента перехода до числа Рейнольдса, при которол энергия первичного (или крупновихревого) движения надает до нуля, а другой соответствует всем числам Рейнольдса, превышающим упомянутое выше значение. Однако иока еще слишком рано говорить о том, можно ли настоящую теорию, которая в основе своей относится к первому пз этих режимов, применить (возможно, в несколько измененном виде) ко второму режиму, или при. отсутствии четко определяемого первичного движения необходимо обратиться к чисто статистическому методу. Очевидно, что для дальнейшего исследования потребуются дополнительные экспериментальные данные, полученные при очень больших числах Рейнольдса. [c.315]

Изучение статистических закономерностей, связывающих масштабы и параметры турбулентных гидроупругих колебаний потока в элементах турбомашин с геометрическими формами этих элементов и с гидродинамическими характеристиками квазистацио-нарного потока, позволит рассчитать на стадии проектирования ожидаемый спектр турбулентных пульсаций для конкретных условий течения жидкости в турбомашине. Б связи с тем, что для первых двух диапазонов спектра турбулентных пульсаций его энергия зависит от граничных условий течения и от числа Rey усредненного потока, появляется возможность направленного воздействия на спектр энергии с целью минимизации уровней турбулентных пульсаций в этих диапазонах спектра и уменьшения гидроупругого воздействия потока на элементы конструкции турбомашины. Регулирование спектров энергии турбулентных [c.76]

Алгоритм расчета спектра турбулентных гидроупругих колебаний жидкости. Исходной информацией при расчете спектра на ЦВМ являются полученные в эксперименте значения вектора интенсивности турбулентности ij = UjlU для каждой расчетной частоты fj 1/3-октавного частотного фильтра. Матрица вводимых исходных данных состоит из векторов fj, вектора диапазона частотных полос фильтра fj и вектора средних теоретических частот в плоскости преобразованных переменных X j, где j — порядковый номер переменной, меняющийся от 1 до Л/ М — номер последней частотной полосы фильтра, в которой уровень сигнала превышает уровень шумов измерительного тракта). Кроме того, исходными данными для расчета являются коэффициенты fil(l), -62(1), 53(1), 54(1), взятые из построенных ранее статистических моделей по формулам (2) и (3). Для частных случаев турбулентного течения жидкости в патрубках насосов эти коэффициенты приведены на с. 90. И, наконец, в виде исходных данных в ЦВМ вводится ряд экспериментально подобранных констант, в том числе Zoi = 3,0, Х = 1,0, ХО = 0,01, XZ = 1,0 (ХО -значение абсциссы X в плоскости преобразованных переменных, используемое при расчете масштаба L). Алгоритм решения задачи с помощью ЦВМ, отображенный в блок-схеме (рис. 2), состоит из следующих этапов. [c.92]

Замыкание осредненных по Рейнольдсу уравнений гидродинамики смеси обычно проводится с помощью тех или иных полуэмпирических моделей турбулентности (чему посвящена данная монография). Вместе с тем, важно уже здесь указать на принципиальный недостаток подобного подхода, который заключается в том, что осреднение Рейнольдса осуществляется по всем масштабам турбулентности, т.е. моделирование на основе полуэмпирических гипотез замыкания по необходимости проводится одновременно по всему спектру разномасштабных вихревых структур. Если учесть, что в отличие от практически универсального (для различных случаев течений) спектра мелкомасштабных пульсаций, крупномасштабные структуры существенно различны для разных течений (см. Рис. 1.1.3), то становится очевидной бесперспективность создания универсальных полуэмпирических моделей турбулентности, пригодных для описания разнотипных турбулентных течений смеси (поэтому задача состоит главным образом в установлении границ применимости той или иной модели турбулентности). Тем не менее есть основание надеяться, что привлечение многопараметрических аппроксимаций, основанных на эволюционных уравнениях переноса для старших моментов пульсирующих в многокомпонентном потоке термогидродинамических параметров, позволигг до некоторой степени продвинуться на пути построения универсальных моделей турбулентности смеси, описывающих достаточно большое число разнообразных турбулентных течений. [c.17]

Некоторое представление о содержании указанной монографии дают Главы 10.1-10.4. ФРПВ - одна из наиболее емких и полезных характеристик амплитудных свойств турбулентных пульсаций. В. Р. Кузнецову удалось получить уравнения, описывающие ФРПВ для пульсаций скорости в двух точках потока (Глава 10.1, близкая к работе [2]), и ФРПВ для пульсаций концентрации (Глава 10.2, близкая к работе [3]). Первая работа послужила исходным пунктом для анализа очень важной проблемы универсальности структуры мелкомасштабной части спектра турбулентных пульсаций. В соответствии с известными гипотезами А.Н. Колмогорова [4], считается, что мелкомасштабная часть спектра универсальна, турбулентность в ней однородна и изотропна. Структура этой части спектра не зависит от конкретного типа течения и определяется всего двумя параметрами молекулярной вязкостью среды ь и специфическим параметром - скоростью диссипации е = и Величина последней косвенно зависит от характеристик крупномасштабной части спектра. Значе- [c.349]

В заключение рассмотрим спектр, соответствующий развитому турбулентному течению на основном участке струи. Изокорреляционные линии для этого случая изображены на рис. 1, г. Пространственный спектр и собственные функции приведены на рис. 4. Энергия, приходящаяся на первые пять собственных чисел, составляет 70% всей энергии. Это обстоятельство, возможно, существенно упрощает описание турбулентного течения. В самом деле, из уравнения [c.438]

Корсин и Кистлер еще в 1954 г. одними из первых показали, что вдали от стенки значения деленных на и средних квадратичных значений компонент пульсационной скорости в пограничных слоях на гладкой и на шероховатой пластинах оказываются примерно одинаковыми. В последующие годы родственные результаты, относящиеся к целому ряду статистических характеристик пульсаций скорости в турбулентных течениях жидкости вдоль гладких и шероховатых стенок, были получены и многими другими исследователями см., например, обзорную статью Кадера и Яглома (1984), глава 1, 3, где можно найти много относящихся сюда ссылок. В частности, в этой статье приведен сводный график зависимости нормированного спектра продольных пульсаций скорости Еп(к)1ги от кг, полученный по данным измерений [c.259]

Спектры анизотропных турбулентных пульсаций скорости и температуры в пристеночных турбулентных потоках. В кн. Проблемы турбулентных течений/Под ред. В. В. Струминский. М. Наука, 67—74. [c.640]

С. Д. Смита, П. Ф. Хемблина и Р. В. Берлинга или К. Г. Гибсона и В. Г. Шварца, в первой из которых описываются измерения в воздухе над морем, а во второй—в турбулентном течении воды за решеткой в гидродинамической трубе). Пропорциональные к / участки были обнаружены и Л. Г. Елагиной (1963), выполнившей ряд измерений спектров пульсаций абсолютной влажности (т. е. концентрации водяного пара) в атмосфере, а также некоторыми зарубежными авторами, измерявшими спектры пульсаций концентрации примеси в турбулентных течениях в лаборатории ). Наконец, закон пяти третей хорошо подтверждается и для спектров пуль- [c.500]

В гл. 2 было показано, что возможность генерирования звука динамическими процессами произвольной физической природы сводится к наличию в частотно-волновом спектре этого процесса Е (й, ш) компонент с фазовой скоростью и, с. Если такие компоненты имеются, то интегрируя спектр по области волновых чисел й < ш/с, можно определить мощность излучаемой части процесса. На этом принципе в гл. 4 были вычислены отношения Рак(м)/ г( ) для различных вариантов турбулентного течения. В этой главе рассмотрим некоторые характерные волновые процессы, сопровождающиеся дисперсией фазовой скорости, а потому могущие стать потенциальными источниками звуковой энергии. В том случае, когда возникающие волны не трансформируются в акустические, их существование в псевдозвуковой форме и сопровождающие их побочные эффекты также могут иметь существенное значение для приема и выделения акустического сигнала. [c.188]

Изложенные гипотезы Колмогорова позволяют сформулировать ряд конкретных выводов о статистических характеристиках мелкомасштабных компонент турбулентности. Наиболее важным из них является выведенный Колмогоровым закон двух третей , согласно которому средний квадрат разности кopo feй турбулентного течения в двух точках на расстоянии г друг от друга при г, принадлежащем инерционному интервалу масштабов, равен С(егу1 где С — универсальная числовая постоянная. Другой формой этого утверждения (впервые указанной Обуховым (1941)) является так называемый закон пяти третей , согласно которому плотность распределения кинетической энергии по спектру волновых чисел к турбулентных неоднородностей в инерционном интервале имеет вид где С1 —новая числовая постоянная (просто связанная с С). Имеется также много других следствий из рассматриваемых гипотез, на которых мы здесь уже не будем задержи-вг ться. [c.24]

Следствия теории Колмогорова, в первую очередь сформулированные выше закон двух третей и закон пяти третей , в 40-х и 50-х годах неоднократно проверялись на материалах измерений статистических характеристик конкретных турбулентных течений. При этом, однако, в конце концов выяснилось, что в лабораторных экспериментах (производившихся обычно в аэродинамических трубах) числа Рейнольдса недостаточно велики для существования заметного инерционного интервала в спектре турбулентности и, следовательно, результаты таких измерений в аэродинамических трубах, собранные за 20 лет, не годятся для проверки указанных законов. Измерения же в природе, где числа Рейнольдса, как правило, имеют гораздо большие значения, чем, в лабораторных течениях, до последнего времени давали результаты со значительным статистическим разбросом поэтому, хотя общая совокупность экспериментальных данных несомненно свидетельствовала в пользу теории, ее подтверждение все же оказывалось не совсем непосредственным и не позволяло надежно оценить входящие в теорию числовые параметры. Лишь в самые последние несколько лет положение в этом отношении кардинально изменилось — за этот период несколькими экспериментаторами были проведены очень точные измерения характеристик турбулентности в различных природных и искусственных турбулентных течениях с очень большим числом Рейнольдса, результаты которых прекрасно совпали друг с другрм, окончательно подтвердили справедливость теории и позволили, наконец, с достаточной точностью определить постоянные С и [c.25]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...