Вырождение турбулентност

Если число Рейнольдса в потоке уменьшилось и стало меньше Ре, то наблюдается явление обратного перехода турбулентной формы течения в ламинарную, которое носит название вырождения турбулентности. Вырождение турбулентности происходит также при трансзвуковых течениях газа [73]. [c.439]

Однородное изотропное турбулентное движение можно рассматривать как простейший вид турбулентного движения. Возмущённая жидкость, предоставленная самой себе, движется по инерции под действием внутренних сил вязкости происходит диссипация кинетической энергии — движение характеризуется затуханием, происходит вырождение турбулентных возмущений. В изучении изотропной турбулентно- сти основная задача заключается в определении законов затухания ). [c.131]

Нетрудно видеть, что закон вырождения турбулентного движения определяется существенным образом только одной постоянной а, так как Ь и I играют роль масштабных постоянных, а постоянная t зависит только от начала отсчёта времени. [c.152]

На характер изменения и в зависимости от hso влияет число Рейнольдса. Действительно, по мере увеличения Rei пограничный слой утоняется, интенсивность гидромеханической турбулентности возрастает и влияние конденсационного флуктуационного процесса ослабевает. Влияние числа Маха (сжимаемости) оказывается противоположным. С увеличением Mi продольные градиенты давления возрастают и газодинамическая конфузорность сопла увеличивается, что приводит к частичному вырождению турбулентности и более интенсивному проявлению неравновесности и конденсационной нестационарности. [c.222]

В простейшем случае принимается двухслойная схема, согласно которой поле течения разделяется на две зоны — пристенный ламинарный слой и турбулентное ядро. Стыкуя надлежаш,им образом решения, относящиеся к каждой из зон в отдельности, получают картину поля скоростей в целом. Более точной является трехслойная схема, предполагающая, что между ламинарным слоем и турбулентным ядром имеется буферная зона , в которой происходит постепенное вырождение турбулентности. Имеются и такие решения, которые с помощью единой закономерности, способной к предельным, в указанном смысле, переходам, охватывают все три качественно различные зоны течения. [c.81]

Входящее в (1.8) и в выражение для константы сю = /Bit турбулентное число Прандтля Рг = 0.85 использовано в качестве дополнительной константы, а не для связи между турбулентными потоками импульса и тепла, которые определяются с помощью уравнений переноса системы (1.2). Входящую в (1.8) константу сц можно определить из экспериментов по вырождению турбулентности за нагреваемыми решетками при нулевом поперечном градиенте скорости и температуры [13]. Для начального этапа вырождения при больших значениях чисел Re и Ре , когда диссипативными членами с вязкостью и теплопроводностью в уравнениях для энергии и масштаба турбулентности (1.2) и дисперсии пульсаций температуры (1.5) можно пренебречь, для в находится соотношение [c.700]

Заключение. Проведено обобщение трехпараметрической модели турбулентности, дополненной уравнением переноса для поперечного турбулентного потока тепла, на случай течения в вертикальных обогреваемых трубах при наличии силы тяжести, совпадающей по направлению с осью трубы. Для продольного турбулентного потока тепла, входящего в уравнения модели, предложено алгебраическое соотношение. Входящая в него константа определена из экспериментов по вырождению турбулентности за нагреваемыми решетками. [c.711]

В турбулентных течениях происходит постоянное рассеяние пульсации. Процессы рассеяния называют вырождением турбулентности. В вырождении турбулентности следует отметить несколько стадий крупномасштабные пульсации, происходящие с малой частотой, постепенно рассеиваются в мелкомасштабные, происходящие с большой частотой, а мелкомасштабные пульсации постепенно рассеиваются в тепловые колебания молекул, частота которых обусловливается температурой потока. [c.239]

В соответствии с уравнением энергии скорость вырождения турбулентной энергии должна равняться скорости вязкостной диссипации [c.263]

Экспериментально установлено, что относительная турбулентность 1г = 11и (14.1 ) уменьшается по мере возрастания относительного расстояния х]с1 за препятствием. Так, например, /,. 0,005 при х1й = 80 0,0026 при х/с = 120, /г 0,0018 при х1й = 160. Это соответствует приблизительно закону вырождения турбулентности / = х . Если считать, что ширина следа растет как х° , то полная турбулентная энергия убывает как /х. [c.388]

Если принять это допущение, то в начальной стадии вырождения турбулентности связь между L будет иметь вид [c.799]

Уравнение (4) описывает процесс вырождения турбулентности. Действительно, уравнение (1) не содержит внешних сил, которые могли бы быть источником энергии. В то же время в (1) присутствует вязкий член обусловливающий диссипацию энергии турбулентности. Поэтому решение уравнения (1) должно затухать со временем. То же относится и к возможным решениям уравнения (4). [c.72]

ЗАКЛЮЧИТЕЛЬНЫЙ ПЕРИОД ВЫРОЖДЕНИЯ ТУРБУЛЕНТНОСТИ [c.127]

Вопрос о поведении спектральной плотности в окрестности начала координат пространства волновых векторов (т. е. в области наиболее длинноволновых компонент турбулентности) является основным также и при исследовании заключительного периода вырождения изотропной турбулентности. В самом деле, как мы видели в 14, скорость убывания пульсаций поля скорости (или температуры) с заданным волновым числом к под действием вязкости (или теплопроводности) пропорциональна 2vЛ (или 2x 2), т. е. быстро возрастает с ростом к. Будем для определенности говорить о среднем квадрате пульсаций скорости, т. е. о турбулентной энергии аналогичное рассуждение применимо и к пульсациям температуры. На первом этапе вырождения турбулентности рассеяние энергии под действием вязкости может компенсироваться притоком энергии из других областей пространства волновых векторов, создаваемым турбулентным перемешиванием если, однако, отсутствует приток энергии извне, то в конце концов наступит момент, когда поддержание заметного потока энергии от одних волновых чисел к другим, сравнимого по величине со скоростью процессов диссипации, станет уже невозможным. Начиная с этого момента значения спектральной плотности при всех значениях к, лежащих вне малой окрестности точки к — О. будут убывать экспоненциально, и только при. очень малых значениях (к ( спектр будет изменяться более медленно. Отсюда ясно, что асимптотическое поведение корреляционных функций при очень больших значениях I должно определяться исключительно поведением начального спектра в окрестности точки А = 0. [c.137]

Рис. 14. Проверка закона вырождения турбулентности для заключительного периода.

Влияние сингулярности спектра на заключительный период вырождения турбулентности [c.157]

В течение заключительного периода вырождения турбулентности за решеткой функция (г), по-видимому, имеет форму, близкую к (15.53 ) (см. стр. 147) поэтому из формул (18.10) — (18.12) здесь вытекают соотношения [c.231]

Если соответствующим образом преобразовать уравнения движения турбулентного потока, то можно показать, что инерционные члены в этих уравнениях связываются с переносом энергии от крупномасштабных вихрей к мелкомасштабным, тогда как посредством диссипативных членов учитывается рассеяние энергии. Последнее в основном происходит за счет наиболее мелкомасштабных вихрей, в которых деформации сдвига и, следовательно, напряжения вязкого трения велики. Если отсутствуют источники энергии, кинетическая энергия турбулентного движения будет убывать, т.е. будет происходить вырождение турбулентности потока быстрее, если влияние вязкости велико, и медленнее, если это влияние мало. [c.44]

Несмотря на определенное восполнение наших знаний о флюидных дисперсных потоках, последние нуждаются в специальных и всесторонних исследованиях. В первую очередь важно детально выяснить качественные изменения в структуре системы. Здесь при повышенных концентрациях необходимо в новых условиях вернуться к проблеме возможного вырождения турбулентности несущей среды, к задаче о распределении локальной и средней истинных концентраций, к необходимости оценить вид и значение критического и оптимального обобщающего критерия (включающего и соответствующие концеИтрации), к методам расчета аэродинамического сопротивления и реологических свойств системы и пр. Иначе говоря, лишь знание гидромеханических свойств флюидных потоков позволит надежно и на основе достаточно общих закономерностей вести их расчет в качестве массо- и теплоносителей. Важность этих задач определяется тем, что именно здесь возможно 264 [c.264]

Законы вырождения турбулентности с учётом моментов третьего порядка. Законы развития турбулентности представляемые формулами (4.37), получены с помощью дополнительного допущения Кармана и Ховарта о том, что правую часть в уравнении (4.32) можно заменить нулём. Если приравнять правую часть уравнения (4.32) нулю, то это даёт следующее уравнение для функции [c.146]

Газодинамические характеристики сопловых решеток при переходе через состояние насыш,ения с образованием мелких капель (с [,о<0,5 мкм) меняются резко и своеобразно [153, 155]. По мере приближения к линии /г. о=1 из зоны перегретого пара коэффициенты профильных потерь кинетической энергии и коэффициенты расхода ц увеличиваются, а затем в интервале г/о=0-ь2 % происходит снижение и а (рис. 3.12). Можно предположить, что такой характер изменения Спр и х отражает сложные физические процессы, сопровождающие возникновение и формирование жидкой фазы в конфузорном паровом потоке переохлаждение пара и связанные с ним потери кинетической энергии от неравно-весности процесса в ядре потока генерацию конденсационной турбулентности в пограничных слоях и в ядре потока снижение потерь от неравновесности при 0<г/о<2 % и в связи с частичным вырождением турбулентности в мелкодисперсной структуре. [c.91]

Снижение 6, б и б в зоне l,0< so[c.203]

Следовательно, существует (с учетом фазовых переходов) несколько механизмов подавления и генерации турбулентности в конфузорных соплов ых потоках. В конфузорном потоке однофазной среды частичное (или полное) вырождение турбулентности реализуется под воздействием отрицательных градиентов давления, особенно значительных при больших числах М->1. В потоке с фазовыми переходами образование неустойчивых зародышей порождает конденсационную турбулентность, а появление мелкодисперсной влаги (мелкие устойчивые капли) создает механизм частичного подавления турбулентности. Крупные капли генерируют повышенную турбулентность, в особенности в ядре потока, так как движутся со скольжением и соответственно с образованием вихревых газодинамических следов. [c.205]

Резкое уменьшение диссипативных потерь в обогреваемых каналах наблюдалось в момент достижения кризиса теплообмена в экспериментах по определению критических тепловых нагрузок. Аналогичное явление было обнаружено и в описанных выше экспериментах по определению критического теплового потока в дегазированной воде. Так, на рис. 4.25 в качестве примера приведены зависимости изменения относительной подведенной мопщости лул р, массового расхода G и температуры стенки в выходном сечении канала от времени. В процессе ступенчатого подвода мощности к стенке канала температура ее ступенчато возрастает. Расход сначала остается постоянным, затем начинает уменьшаться вследствие увеличения потерь на трение при движении двухфазной смеси, а при достижении кризисного состояния снова возрастает. Увеличение расхода при достижении кризисной зоны наблюдалось и в опытах Типпетса [52]. Этот факт можно рассматривать как свидетельство того, что в этом случае, так же как в адиабатных каналах, определяющим в формировании критического потока является свойство значительной сжимаемости двухфазного потока. Если в пристенном слое обогреваемого канала реализуется трансзвуковой режим течения, то вырождение турбулентности и переход к ламинарному режиму течения могут служить причиной уменьшения как диссипативных потерь, так и интенсивности теплообмена в кризисной зоне. [c.95]

Ранее [17] установлено, что при критическом истечении однофазной жидкости влияние сжимаемости ок ывается определяющим при протекании процесса в области, автомодельной по числу Рейнольдса (Re), при этом влияние диссипативных сил в околозвуковой области течения становится исчезающе малым вследствие вырождения турбулентности. Однако практическое использование этого эффекта в трубах при движении в них однофазных сред проблематично, прежде всего, из-за большой скорости звука в таких средах. Кроме того, влияние этого эффекта при движении однофазной среды реализуется лишь на очень коротком участке трубы, примыкающем к выходному сечению трубы, так как скорость звука в адиабатном канале постоянного сечения при движении в нем однофазной среды достигается лишь один раз на выходе из канала. Иначе обстоит дело со скоростью звука в двухфазном потоке как показано в [55], при одних и тех же параметрах торможения в зависимости от структуры двухфазного потока и степени термического и механического равновесия фаз в нем скорость звука может меняться в очень широких пределах. Кроме того, в настоящее время теоретически обоснован и экспериментально подтвержден тот факт, что скорость звука в двухфазном потоке при определенном соотношении фаз может оказаться на два порядка ниже, чем в жидкой фазе. Таким образом, трансзвуковой режим течения может быть достигнут на конечном участке длины трубопровода при умеренных значениях скорости звука (несколько десятков и даже несколько метров в секунду). В этом случае коэффициент сопротивления является функцией не только вязкости потока, но и его сжимаемости, определяемой числом Маха. Более того, при движении с околозвуковой скоростью влияние wi nnaTHBHbLX сил становится исчезающее малым вследствие вырождения турбулентности. Уменьшение потерь на трение при больших массовых расходах отмечалось в опытах при движении двухфазной смеси в замкнутых контурах циркуляции [32]. Таким образом, при критическом истечении влияние сжимаемости [c.119]

П ри изучении сверхзвуковых течений этой же группой исследователей обнаружен еще один весьма своеобразный эффект. Для определения интенсивности диссипации энергии ими разработан метод, основанный на непосредственном вычислении изменения энтропии при адиабатическом течении. Применение этого метода, который обладает чувствительностью существенно более высокой, чем обычный метод, основанный на определении коэффициента гидродинамического сопротивления, позволило обнаружить весьма значительное ослабление диссипации энергии непосредственно при переходе через скорость звука. Этот эффект в совокупности с эффектами, обнаруженными другими авторами, в особенности с результатами исследований М. Е. Дейча (ламинариза-ция профиля скорости, восстановление докритической формы обтекания тупых тел), приводит к заключению, что в сверхзвуковых условиях имеет место вырождение турбулентности. Естественно связать этот эффект с действием отрицательного градиента давления. [c.15]

Вырождением турбулентности занимался Л. Г. Лой-цянский ([41], 114). Он исходил из приближенных дифференциальных соотношений [c.244]

Вместе с тем для изотропной турбулентности был получен ряд конкретных частных результатов установлены своеобразные формы законов сохранения (инварианты Л. Г. Лойцянского и С. Корсика ), исследован заключительный период вырождения турбулентности и выведены асимптотические формулы для вторых моментов (Дж. Батчелор, В. Гейзенберг, Л. Г. Лойцян-ский, М. Д. Миллионщиков, Л. И. Седов). [c.299]

Жертвуя в какой-то мере простотой, мы можем значительно выиграть в удобстве применения, заменив неустаповившийся равномерный процесс свободной турбулентности установившимся неравномерным процессом два параллельных потока с различными скоростями вступают в контакт в данной точке, а не в данный момент времени. Можно допустить, что это происходит в конечной точке тонкой разделительной стенки (без сопротивления). Тогда упомянутая последовательность эпюр скоростей представится в виде кривых, размещенных на разных расстояниях от точки начального контакта (рис. 115). Иными словами, наиболее интенсивный сдвиг происходит в конечной точке стенки, распространение турбулентности, образовавшейся в этой зоне, является причиной того, что все больше и больше жидкости вовлекается в процесс перемешивания, и по мере вырождения турбулентности, сформировавшейся ранее, образуется турбулентность более крупного масштаба. Конфигурация потока будет, очевидно, меняться в зависимости от относительных величин двух скоростей граничным условием параллельных линий тока без взаимного сдвига на разграничивающей поверхности является равенство скоростей. [c.334]

Вместе с тем во многих случаях проявляется ограниченность одномерных теорий, поскольку в действительности течение в канале является двумерным, а в отдельных случаях и трехмерным. Так, в рамках одномерной теории нельзя учесть деформацию профиля скорости вдоль потока, отрыв потока и т. п. Одномерная теория становится неприменимой даже в трубе постоянного сечения при околозвуковых скоростях, где отличительной стброной процесса являются существенная деформация профиля скорости, отрицательный градиент давления и, как возможное следствие этого, вырождение турбулентности. [c.805]

Выше неявно предполагалось, что жидкость заполняет все безграничное пространство. В аэродинамической трубе это, конечно, будет не так—ее рабочая часть всегда имеет конеч 1Ый объем. Однако в случае трубы с достаточно большой рабочей частью (по сравнению с размерами тех турбулентных возмущений, которые мы собираемся изучать) можно ожидать, что в центральной части трубы влияние ее стенок будет сравнительно небольшим и движение вихрей будет мало отличаться от движения в безграничном пространстве. Чтобы это движение приближалось по характеру к изотропной турбулент- ности, мы должны еще исключить из рассмотрения часть потока, непосредственно примыкающую к решетке (т. е. отказаться от рассмотрения моментов времени, непосредственно следующих за прохождением решетки). Кроме того, мы должны потребовать, чтобы средняя скорость U потока в трубе значительно превосходила пульсационную скорость и, и ограничиться рассмотрением лишь таких разностей х" — х (где х — координата, отсчитываемая вдоль оси трубы), при которых отношение (x"—x ) U мало по сравнёнию с характерным временем вырождения турбулентности (так что турбулентность на расстояниях х" и х от решетки примерно одинакова). При этом, рассматривая различные слои потока с разными значениями координаты X, мы будем одновременно иметь перед собой всю картину временной эволюции турбулентности роль времени t здесь будет играть координата, деленная на среднюю скорость, т. е. отношение xlU. [c.105]

Таким образом, если принять, что в начальный момент о заключительного периода вырождения спектр турбулентности регулярен в точке й = 0, то все полученные при измерениях в аэродинамических трубах данные о последнем этапе вырождения турбулентности могут быть объяснены на основе модели однородной (но не изотропной) турбулентности, заполняющей безграничное пространство. Если, однако, мы применим эту модель к предшествующему этапу вырождения, в течение которого нельзя пренебречь нелинейными членами уравнений гидродинамики, и попытаемся, исходя отсюда, получить представление о возможном характере спектра в момент /д- то придем к довольно неожиданным результатам. В самом деле, исследования Праудмена и Рида (1954) и Бэтчелора и Праудмена (1956), о ко- [c.150]

Поскольку поведение спектра в крайней коротковолновой области, по-видимому. определяется исключительно значениями е и V, можно рассчитывать. что и поведение спектра в примыкающей области средних значений к в турбулентности за решеткой также будет зависеть лишь от небольшого числа определяющих параметров. Это предположение фактически и лежит в основе всех рассматривавшихся выше гипотез об автомодельности, в которых за определяющие параметры принимались какие-то характерные значения длины I и скорости V. Некоторые качественные физические соображения, поясняющие возможное происхождение автомодельного квазиравно-весия> в области средних волновых чисел, были указаны Гейзенбергом (19486) и Бэтчелором (1953). Основное место в рассуждениях Гейзенберга и Бэтчелора занимает предположение о том. что в области волновых чисел, непосредственно гфимыкающей к универсальной области спектра (определяемой значениями е и V), спектр будет зависеть еще лишь от одного дополнительного параметра, как-то характеризующего стадию вырождения турбулентности. Б качестве простейшего предположения такого типа Бэтчелор допустил, что за дополнительный параметр можно принять время < — отсчитываемое от условного начального момента времени о- Отсюда, в частности, вытекает, что единственный безразмерный параметр, который можно составить из V и — <о. а именно / = е(< — ioУ/v, в течение всего периода существования рассматриваемого квазиравновесия должен иметь постоянное значение (так как он не может зависеть от размерного [c.190]

Результаты (19.76) и (19.77) могут быть применимы лишь на самом последнем этапе вырождения турбулентности (при малых значениях Не). Немного более точные результаты можно получить, оборвав уравнения для пространственно-временных моментов с помощью гипотезы, что моменты какого-то определенного порядка тождественно равны нулю (см., например, работу Дейслера (1961), в которой пренебрегается пространственно-временными моментами четвертого порядка). В этом случае корреляционная функция (г, (г, <]. т) уже оказывается зависящей также и от перемен- [c.267]

Пусть в неподвижной б граничной газообразной среде, имеющей постоянную среднюю плотность р и постоянную среднюю температуру Т, наблюдаются изотропные турбулентные пульсацш , настолько слабые, что третьи моменты всех гидродинамических полей пренебрежимо малы по сравнению с соответствующими вторыми моментами. Иными словами, мы предполагаем, что рассматриваемая турбулентность уже достигла заключительного периода вырождения (ср. выше п. 15.3). Заметим в этой связи, что исследование заключительного пертода вырождения турбулентности в сжимаемой жидкости с относительно небольшой (по сравнению со скоростью звука) характерной скоростью представляется более интересным, чем соответствующее исследование в случае несжимаемой турбулентности дело в том, что влияние сжимаемости приводит лишь к небольшим поправкам к обычным несжимаемым движениям, и эти поправки часто допустимо описывать линеаризованными уравнениями. [c.292]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...