Вихрь одиночный

Как и в случае одиночного вихря (3.67), в представленном здесь решении (3.68) ротор вектора скорости сохраняется на прямых, параллельных оси симметрии. [c.217]

Предположим далее, что движение является установившимся и безвихревым ((о = 0). В этом случае циркуляция по любому неподвижному контуру равна пулю ). Последнее заключение, однако, верно лишь в том случае, если внутри неподвижного контура находятся только частицы жидкости, совершающие безвихревое движение. Циркуляция по неподвижному замкнутому контуру отлична от нуля, если контур охватывает область, внутри которой находится, например, одиночный вихрь ) или обтекаемое тело. [c.105]

Об одиночном вихре см. ниже — пример 2. [c.105]

Рассмотрим теперь другой крайний случай обтекания крыла — чисто циркуляционное обтекание. Под чисто циркуляционным течением будем понимать течение, обусловленное только наличием циркуляции вокруг профиля при отсутствии набегающего потока, когда и = О, Г 0. Примером чисто циркуляционного течения является рассмотренное в гл. II круговое течение, поле скоростей которого вызвано одиночным вихрем. В случае чисто циркуляционного течения отсутствуют передняя и задняя критические точки, и линии тока представляют собой замкнутые кривые, огибающие профиль. Такое течение независимо от значения циркуляции требует наличия бесконечной скорости в точке, лежащей на задней кромке профиля и, следовательно, так же как бесциркуляционное течение, не может быть реализовано без отрыва потока. [c.23]

Наложим на бесциркуляционный поток, обтекающий круглый цилиндр, одиночный плоский вихрь с центром в начале координат и циркуляцией Г. Вращение вихря выберем по часовой стрелке (при таком направлении вращения вихря знак его комплексного потенциала в выражении (7.15) следует изменить на обратный, тогда через Г будет обозначаться абсолютное значе- [c.226]

Вернемся к плоскости г и сложим три течения обтекание цилиндра вдоль действительной оси со скоростью Ыо. обтекание цилиндра вдоль мнимой оси со скоростью Щу и одиночный плоский вихрь с циркуляцией Г. [c.230]

Рис. 113. Одиночный плоский вихрь координат

Вихревой слой. До сих пор мы рассматривали только одиночные или дискретно расположенные источники, вихри, диполи. Представим теперь, что вдоль некоторой цилиндрической поверхности, след которой на плоскости чертежа изображается кривой (рис. 116), в каждой ее точке расположены точечные вихри, т. е. рассматривается непрерывное распределение вихрей на поверхности. Будем называть совокупность этих вихрей вихревым слоем. В теории идеальной жидкости вихревой слой может служить моделью встречающихся в реальных жидкостях поверхностей, при переходе через которые скорость течения меняется очень резко. [c.237]

Наложим на бесциркуляционный поток, обтекающий круглый цилиндр, одиночный плоский вихрь с центром в начале координат и циркуляцией Г. Вращение вихря выберем по часовой стрелке. В результате такого сложения мы снова получим поток, обтекающий круглый цилиндр. Действительно, мы видели, что в результате сложения прямолинейного потока и диполя образуется течение, имеющее одну из линий тока в виде окружности Ь, которую мы и приняли за След поверхности цилиндра (см. рис. 117). Но в прибавляемом дополнительно вихре все линии тока являются окружностями. Следовательно, среди них найдется и окружность и, совпадающая с L. Поскольку векторы скоростей в совпадающих точках Ь и Ь коллинеарны, то новая линия тока, получаемая в результате сложения, также будет окружностью того же радиуса, и мы снова примем ее за след поверхности цилиндра. Очевидно, все другие линии тока в результате сложения изменят свою форму. Суммированием получим комплексный потенциал нового течения [c.243]

На поверхности цилиндра г = Ь п и, распределения скоростей, как известно из 2 гл. 7, характерен для потенциального течения в поле одиночного плоского вихря идеальной жидкости. Следовательно, в рассматриваемом случае движения вязкой жидкости поле скоростей является потенциальным. При этом граничные условия для вязкой жидкости, состоящие в прилипании частиц жидкости к твердой поверхности. [c.335]

Вихри в идеальной несжимаемой жидкости, как известно из 8 гл. 5, не возникают и не уничтожаются. Иначе обстоит дело в вязкой жидкости. Здесь имеет место явление, называемое диффузией вихрей и состоящее в распространении с течением времени зоны влияния одиночного вихря при одновременном уменьшении величины вектора угловой скорости и в пределе — в полном затухании завихренности. [c.336]

Чаще всего используются шахматные (рис. 15.5, а) и коридорные (рис. 15.5,6) пучки. Обтекание первого ряда в пучках обоих типов происходит аналогично обтеканию одиночной трубы. Второй ряд шахматного пучка почти не испытывает влияния первого ряда, поэтому зависимость а<р = (р) для второго ряда такая же, как и для первого (см. рис. 15.5, а). При обтекании коридорного пучка на трубы второго ряда воздействуют два вихря, оторвавшиеся от трубы первого ряда в местах удара этих вихрей имеется максимум на трубе второго ряда (рис. 15.5,6). Начиная с третьего ряда происходит стабилизация теплоотдачи, средний по окружности трубы коэффициент теплоотдачи имеет одно и то же значение для третьего и последующих рядов. Этот коэффициент теплоотдачи можно рассчитать по формуле [c.392]

Основные особенности потока через решетки по сравнению с обтеканием одиночных профилей проще всего выявляются на примере решетки (цепочки) вихрей в однородном потоке. [c.16]

Наконец, при увеличении шага решетки, t- oo, формула (1.1) пере ходит в аналогичную формулу для одиночного вихря [c.18]

При малых v.(z — С) формула (7.13) выражает комплексную скорость одиночного вихря с единичной циркуляцией, помещенного в точке С, [c.56]

Все профили решетки находятся в одинаковых условиях, и течение имеет периодом шаг решетки. Поэтому, если на одном из профилей поместить вихрь с циркуляцией Г, то точно такие же вихри должны быть помещены в сходственных точках всех профилей. Комплексный потенциал одиночного вихря дается формулой (4.28). Продифференцировав это выражение по 2, найдем комплексную скорость для одиночного вихря, расположенного в начале координат, [c.72]

Если 1- 00, то вместо решетки получим одиночное крыло, которое не поворачивает ноток (Р = р ). Для густых решеток угол выхода практически не зависит от угла входа. Если дискретные вихри на профиле заменить сплошным вихревым слоем, то сумма в уравнении (4.56) заменится интегралом и в результате получим интегральное уравнение. В этом случае искомой функцией является интенсивность вихревого слоя на профиле (х), приче.м Г = 7 (5) < 5 (з — координата, измеряемая по контуру лопатки). [c.76]

В работе [D.16] развит метод расчета переменного поля индуктивных скоростей одиночного винта и двух винтов вертолета продольной схемы. Модель пелены представлена в виде большого количества продольных вихрей конечной интенсивности, каждый из которых образован ломаной из прямолинейных отрезков. Поперечные вихри игнорируются. Пелена вихрей считается не-деформируемой. Расчеты этим методом [D.17] обнаружили существенное влияние неоднородности поля индуктивных скоростей на аэродинамические характеристики винта, связанное со значительным изменением углов атаки сечений лопасти. [c.668]

Движение жидкости (газа) называют вихревым (непотенциальным), если каждый элемент жидкости, кроме поступательного движения, совершает еще и вращение около собственной оси. Выяснение сущности вихревого движения мы начнем с рассмотрения одиночного вихря. [c.294]

В заключение данного раздела вернемся к одиночной плоской вихревой пелене и найдем поле скоростей, исходя из представления о пелене как непрерывном распределении прямолинейных вихревых нитей. При этом удобно использовать комплексные переменные. Пусть N нитей (или точечных вихрей) одинаковой интенсивности Г расположены равномерно вдоль оси х (рис. 3.3). Переходя к непрерывному распределению, перепишем формулу [c.129]

Одиночные винтовые вихри [c.429]

Значительно более сложной является полная нестационарная задача, в которой надо учитывать свободные вихри, сходящие в поток. Как и в случае одиночного профиля, эта задача решается только в предположении, что движение свободных вихрей известно (обычно считается, что оно совпадает с движением частиц на критической линии тока стационарного обтекания). [c.137]

Следует заметить, что фактически не существует одиночного вихря, одиночного источника или стока, а всегда существует пара вихрей и пара источник—сток, одна из составляющих которых может быть расположена в бессконечности или центр пары может быть в бесконечности. [c.83]

В статьях Гартшоре [19] и Эскудиера [23] вместе с фотографиями одиночных вихревых образований приведены фотографии, на которых за первыми вихревыми образованиями возникают вторые. Решение (3.57) при Ь = О позволяет воспроизвести периодические и непериодические цепочки вихрей этого типа в закрученном вокруг оси течении [32]. [c.214]

Рассмотрим процесс поперечного обтекания одиночной цилиндрической трубы потоком жидкости (рис. 17.7). Плавное обтекание цилиндра возможно только при малых скоростях потока — при Re < 5. При всех значениях Re > 5 наблюдается отрыв потока от стенки трубы и образование в кормовой части двух симметричных вихрей, которые с увеличением скорости потока вытягиваются по течению, удаляясь от трубы. Ламинарный пограничный слой, образующийся на лобовой части по обе стороны от точки О, ирн 5 < Re < 2-10 отрывается от поверхности трубы в точке а, характеризующейся углом ф 82° (рис. 17.7, а). Увеличение толщины пограничного слоя от минимального в точке О до максимального в точке отрыва а приводит к увеличению термического сопротивления и уменьшению коэффициента теплоотдачи а. Коэффициент а имеет максн.мальное значение в точке О, минимальное — в точке отрыва а. В кор.мовой части значения а вновь увеличиваются за счет разрушения пограничного слоя и образования вихрей, турбулизирующих поток. При значительных числах Рейнольдса (Re > 2-10 ) ламинарный пограничный слой переходит в турбулентный (точка Ь на рис. 17.7, б) и место отрыва от трубь перемещается по потоку (точка а). Это приводит к улучшению обтекания цилиндра (ср 120") и уменьшению вихревой зоны. [c.191]

Сложный характер теплообмена, связанный со сложным движением жидкости при поперечном обтекании трубьс (отрьсв струи и образование вихрей), затрудняет теоретическое исследование процесса. Все приведенные ниже результаты получены экспериментальным путем. Экспериментальные результаты отдельных авторов могут совпадать лучше или хуже, но они сохраняют общую типичную картину теплообмена. Средний коэффициент теплоотдачи для случая поперечного обтекания одиночной трубы может быть определен по следующим формулам [c.188]

Нс к"Чпк), к-рое оказывается меньше формальЯ но вычисленного в этом случае становится эверге>1 тически выгодным проникновение Л1агн. поля в сверхе проводник в виде одиночных вихрей (см. Квантовав ние вихри), содержащих в себе по одному кванту лм- нитного потока. Сверхпроводник 2-го рода переходит в смешанное состояние. о [c.438]

В случае обтекания одиночного профиля, рассматриваемого как предельный случай обтекания решетки, вихреисточник и вихресток сливаются в точке V = V o в диполь с вихрем, а в остальном все указанные выше свойства годографа скорости сохраняются. [c.117]

Все изложенное в равной мере относится и к задаче обтекания одиночного профиля, которая рассматривается как предельная задача обтекания решетки этих профилей при бесконечном возрастании периода. При этом вихреисточник и вихресток в области годографа скорости сливаются в диполь с вихрем. [c.214]

Наиболее существенные результаты в изучении когерентных структур получены для плоского слоя смешения и начального участка круглой струи. Так, при визуальных исследованиях слоя смешения бьши обнаружены большие двумерные структуры, имеющие вид опрокидывающихся волн [1.47]. Было установлено, что утолщение слоя смешения происходит вследствие спаривания соседних вихрей каждое такое спаривание приводит к вовлечению в слой смешения незавихренной жидкости и к соответствующему утолщению слоя смешения. Впрочем, другие эксперименты показали, что в ряде случаев (это зависит от начальных условий истечения) спаривание вихрей в слое смешения не является единственно возможным механизмом, определяющим утолщение слоя смешения и эжекцию. В указанных случаях эжекция в основном происходит в процессе развития одиночных вихрей, а не при их попарном слиянии. При исследовании взаимодействия двумерных вихрей в слое смешения были обнаружены трехмерные эффекты. Так, в плоском слое смешения, помимо поперечных периодических вихре- [c.14]

В то же время экспериментальные данные Хирасаки и Лау-сона указывают на недостаток их теории измеренный перепад давления отличался от предсказываемого на порядок Авторы считают, что причина такого расхождения в сложных физикохимических взаимодействиях ПАВ с пленкой при течении. Другая причина повышенного сопротивления ламеллы была высказана Натом и Бюрлей (Nutt и Burley, 1989), экспериментально продемонстрировавшими сложную вихревую картину течения на границе Плато при движении одиночной ламеллы. Возникновение вихрей внутри границы Плато и соответствующее повышение диссипации энергии можно лишь ожидать при достаточно больших скоростях движения ламеллы, точнее, при режимах движения, когда, несмотря на малые капиллярные числа в зависимости перепада давления от скорости появляется и число Рейнольдса. Однако для фильтрационных течений пены такая зависимость не наблюдалась. [c.113]

При обработке систем жидкость - твердое тело необходимо обеспечить упорядоченное движение обрабатываемой среды. При этом интенсификация протекающих в аппарате с мешажой процессов достигается за счет увеличения скорости диссипации энергии в единице объема перемешиваемой среды. Наиболее благоприятные условия для увеличения интенсивности перемешивания достигаются при возникновении устойчивого циркуляционного движения. Циркуляция может быть принудительной при наличии замкнутого контура, естественной при возникновении одиночного или парного вихрей или ряда самостоятельных, как правило, парных, обменивающихся между собой вихрей. [c.660]

Решения II типа представляют собой одиночные стоячие волны, которые существуют только при сверхкритических значениях параметров, причем на больших расстояниях вниз и вверх по потоку течение совпадает с исходным. Данные решения являются сильнонелинейными и допускают наличие точки застоя и соответственно возвратных течений, как при распаде вихря. В то же время интересно, что слабонелинейпые решения (см. (4.77), (4.78), а также работа Leibovi h [1970]) остаются хорошей аппроксимацией для этого типа решений. [c.230]

Обнаружено, что двойная спираль возникает в вихревой камере с центрально расположенным выходным отверстием и двумя плоскими скатами на дне камеры (рис. 7.36, 7.37). Двойная спираль представляет собой две переплетенные винтовые вихревые нити одного знака. Завивка нитей соответствует закрутке потока, т. е. это правые винтовые вихри. На осгювании развитой теоретической модели понятно, что закрутка осей вихрей вправо обусловлена центральным расположением выходного отверстия (т. е. возможностью интенсивного протока вдоль оси камеры). Как и в случае одиночного правого вихря, наличие двух наклонных скатов на дне связано с необходимостью задать начальную деформацию осей вихрей. Визуально наблюдаемая кинематика поля течения (по траекториям пузырьков воздуха) полностью соответствует теоретическим расчетам (см. рис. 7.38, N = 2). [c.434]

Несколько частных решений уравнения (8.8) можно получить сразу. Так, например, радиальное течение определяется соотношением V = кср, которое, очевидно, удовлетворяет уравнению (8.8) для любого к. Далее, локально безвихревое течение одиночного вихря с концентрическими круговыми (свободными) линиями тока можно получить [учитывая, что р = р(< )] путем интегрирования обыкновенного дифференциального уравнения родйУ = рйд или [c.243]

Представление (3Л) в применении к функциям ш (г), и z) или 1п г (2) на основном профиле решетки после отделения действительных и мнимых частей дает линейные интегральные уравнения относительно потенциала скорости <р, проекций иу или модуля скорости V как функций дуги профиля 8. в случае решеток из тонких профилей эти уравнения имеют указанное в 2 эффективное решение в виде квадратур для профилей произвольного вида уравнения решаются численно, путем сведения к системе линейных уравнений или последовательными приближениями. Такой способ решения прямой задачи называется обычно вихревым методом в связи с гидродинамической интерпретацией представления (3.1) при Р z) = = V z) и другим способом получения уравнений задачи в результате наложения однородного потока со скоростью иоо на поток от вихрей, распределенных по контурам профилей. Вихревой метод, как лринципиально самый простой, получил широкое распространение и применялся как для одиночных профилей (П. А. Вальтер, 1922 М. А. Лаврентьев, 1932 [c.115]

В двух работах (относящихся к 1956 г.) М. Д. Хаскинд, рассматривая решетку пластин с выносом, а также произвольную систему отрезков одной прямой, использует метод решения, развитый им ранее в задаче о колебании тонкого одиночного профиля в дозвуковом потоке газа (1947). Амплитудные значения комплексного потенциала возмущения разбиваются на две части ш (z) = Wq (z) + (z) wq (z) определяет бесциркуляционное обтекание решетки с заданной нормальной скоростью а (z) соответ- ствует решению однородной задачи циркуляционного обтекания неподвижной решетки в присутствии свободных вихрей. Для того чтобы найти z i(z),4T0 представляет основную трудность, вводится аналитическая функция [c.138]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...