Вихрь круглый

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]

Чтобы получить направление силы Р , следует вектор скорости щ повернуть на угол л/2 в направлении, противоположном циркуляции. Эта сила называется подъемной или поперечной силой Жуковского. Она является результатом того перераспределения давлений по поверхности цилиндра, которое вызвано действием присоединенного к потенциальному потоку вихря. Определяемую формулой (7.41) поперечную силу можно получить и опытным путем, создав условия обтекания цилиндра, близкие к теоретическим. Этого можно достигнуть, если круглый цилиндр, обтекаемый потоком реальной жидкости, вращать вокруг своей оси. Тогда наблюдается картина обтекания, показанная на рис. 7.12, весьма сходная с теоретической (см. рис. 7.10), и возникает поперечная сила Жуковского (эффект Магнуса). Это позволяет предполагать, что не только для частного случая обтекания круглого цилиндра, но и для случаев обтекания тел других форм можно, внося в потенциальный поток некоторую систему вихрей, получать такие течения, которые близки к наблюдаемым и в которых действуют гидродинамические силы, совпадающие с измеряемыми в опытах. [c.229]

Из формул (7.47) и (7.48) следует, что вектор силы Р направлен нормально к вектору скорости о (см. рис. 7.14). Замечая, что в последнем выводе циркуляция взята положительной (соответственно вращению вихря против часовой стрелки), и принимая во внимание результат, полученный при циркуляционном обтекании круглого цилиндра, можно установить следующее правило для определения направления поперечной силы Жуковского следует вектор скорости потока в бесконечности повернуть на угол л12 в направлении, противоположном циркуляции. Так как поток всюду вне тела предполагается потенциальным, а вихри расположены только на поверхности тела или внутри него, то циркуляцию можно вычислять по любому контуру, охватывающему тело. [c.235]

Поскольку сопротивление давления определяется только распределением давления по поверхности тела, естественно попытаться в рамках теории идеальной жидкости построить такую схему течения, которая давала бы теоретическое распределение, близкое к действительному. Схема безотрывного обтекания круглого цилиндра потенциальным потоком, рассмотренная в гл. 7, дает удовлетворительный результат только для лобовой части поверхности цилиндра, а на тыльной ее стороне теоретическое и опытное распределения давлений резко расходятся, причем теория приводит к парадоксу Даламбера. Схема отрывного обтекания (Кирхгофа), как отмечено выше, дает более точный результат по распределению скорости, однако расчетное сопротивление при этом почти в 2 раза меньше действительного. Хорошая согласованность теоретических и экспериментальных результатов получается при использовании схемы так называемой вихревой дорожки Кармана, согласно которой за обтекаемым телом образуется полоса, заполненная дискретными вихрями, расположенными в шахматном порядке (рис. 10.3). При определенном соотношении расстояний между вихрями эта дорожка является устойчивой и с помощью уравнения импульсов можно найти теоретическое значение вихревого сопротивления. [c.393]

На рис. 10.4 показана теоретическая конфигурация линий тока для такой вихревой дорожки, а на рис. 10.5 — фотография такого же течения, полученная в опытах при обтекании круглого цилиндра с числом Re = vgd/v =я 250, где d — диаметр цилиндра. При этом режиме течение становится нестационарным, с верхней и нижней кромки обтекаемого тела попеременно срываются крупные вихри, которые, перемещаясь по течению, образуют вихревую дорожку . Коэффициенты сопротивления, полученные теоретически с использованием схемы вихревой дорожки за круглым цилиндром и пластиной с достаточной степенью точности совпадают с результатами опытов (погрешность для цилиндра составляет 1,1 %f для пластины 9,4 %). [c.393]

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]

При аэродинамической компоновке летательных аппаратов необходимо знать форму и размеры спутной струи в набегающем (сносящем) потоке. Исследования показывают, что в осесимметричной спутной струе (бу = 0°) с увеличением ее скорости происходит некоторое увеличение длины струйного конуса и сокращение размеров потенциального ядра потока (рис. 5.3.12,а), однако круглая форма сечения струи не изменяется вниз по течению. Поперечное сечение наклонной струи деформируется в подковообразную форму (рис. 5.3.12,6). В результате перепада давления между наружной и внутренней поверхностями струи на ее боковой поверхности зарождаются два противоположно направленных вихря, интенсивность которых увеличивается вниз по течению. Распределение скорости, как правило, несимметрично относительно оси струи, фиксируемой по максималь- [c.378]

Этот потенциал описывает наложение параллельного оси X плоскопараллельного потока, обтекающего круглый цилиндр (VII. 15), и циркуляционного потока вокруг точечного вихря (VII. 13). [c.171]

Величина пов существенно зависит от формы поперечного сечения. По данным Г. А. Абрамовича 9] для прямоугольного сечения с соотношением сторон а х Ь = 2,5 х 1 (большая сторона параллельна оси поворота) коэффициент сопротивления отвода уменьшается в 2,5 раза по сравнению с круглым отводом. Это объясняется уменьшением интенсивности парного вихря , т. е. поперечной циркуляции (рис. 106). [c.204]

Рис. 101. Распределение скоростей от круглого вихря.

Это распределение скоростей построено на рис. 101. На границе вихря скорость непрерывна. Очевидно, что поле скоростей на далеких расстояниях от точечного вихря можно трактовать как поле скоростей от круглого вихря конечной интенсивности малого радиуса, и наоборот. [c.294]

Рассмотрим установившееся движение идеальной несжимаемой жидкости от круглого цилиндрического вихря, кинематическое поле скоростей которого определено в предыдущем параграфе. В этом движении все частицы движутся по концентрическим окружностям с постоянной скоростью, зависящей от радиуса, и, следовательно, имеют только центростремительное ускорение, равное по величине v lr. Уравнения Эйлера в проекции на направление радиуса дают [c.295]

Рис. 102. Распределение давлений при движении жидкости от круглого вихря конечного радиуса.

В рассматриваемом ниже простейшем случае цилиндрического потока с круглым поперечным сечением вектор вихря скорости будет иметь только две составляющих [c.14]

Схемы на рис. 7.14, а, б [38] отчетливо показывают, что под влиянием поперечных градиентов давлений, направленных от вогнутой к выпуклой поверхности канала, возникают течения в пограничных слоях, перетекающих к выпуклой стенке эти течения образуют парный вихрь, распространяющийся на все сечение канала (квадратного или круглого сечения). [c.251]

При поперечном обтекании круглого цилиндра и при обтекании шара на передней части этих тел образуется ламинарный пограничный слой (по крайней мере, при достаточно низких числах Рейнольдса, когда переход к турбулентному пограничному слою не происходит). Расчет местной плотности теплового потока в окрестности критической точки и на лобовой поверхности тел выполняется рассмотренными методами. Однако в сечении цилиндра или шара, расположенном несколько выше по потоку, чем миделево, происходит отрыв ламинарного пограничного слоя (отрыв турбулентного пограничного слоя происходит несколько ниже миделева сечения). После отрыва пограничного слоя на поверхности тела наблюдаются колебания местного коэффициента теплоотдачи, соответствующие сложному вихревому характеру течения с уносом вихрей от поверхности в гидродинамический след. [c.274]

Второй опыт производился также с круглым сосудом, наполненным водой. Но на этот раз вода вращалась вместе с сосудом. Поперек сосуда были натянуты две параллельные нити, по которым, как по рельсам, могло перемещаться небольшое тело, погруженное в воду. В первый же момент тело под влиянием центробежной силы оказывалось на конце диаметра. Затем сосуд внезапно останавливали. Вода продолжала вращаться, но тело съезжало по нитям к центру. Все происходило так, как если бы более медленное тело, находясь в более быстром вихре, притягивалось к центру. [c.133]

Дальнейшее развитие этих трехмерных структур сводится к их полному или частичному спариванию, после чего в конце начального или в переходном участке струи происходит их распад на беспорядочные клубки. На рис 1,3,а представлена схема развития когерентных структур в начальном участке круглой струи [1.50] там же (рис. 1.3,6) в схематическом виде показано парное слияние двух кольцевых вихрей в начальном участке[1.26]. [c.15]

Рис. 1.3. Схема развития когерентных структур в начальном участке круглой турбулентной струи (а). Парное взаимодействие кольцевых вихрей 6)

Б. Второй вид неустойчивости имеет место в диапазоне x/d = 1-6 и связан с коллективным взаимодействием кольцевых вихрей в начальном участке круглой струи, причем здесь преобладают низкочастотные пуль- [c.23]

Полагая здесь Ste = 0,017, St = 0,3 и d/Oo < 150, получим fi/f 8 < < 2 , т.е. в пределах начального участка струи может произойти 3—4 попарных слияний кольцевых вихрей. Если в начальном участке круглой струи с начальным ламинарным пограничным слоем реализуется 3-4 спаривания вихрей, то при начальном турбулентном пограничном слое - только 1-2 спаривания. [c.24]

Рис. 1.24. Интенсификация смешения в круглой струе с квадратными генераторами продольных вихрей (сторона квадрата о = d/16)

В. Истечение струи из круглого сопла с генераторами продольных вихрей. Установка в выходном сечении сопла двух, четырех или восьми генераторов продольных вихрей (квадратных пластинок со стороной D/16) несколько деформирует поперечное сечение сопла и существенно изменяет аэродинамические характеристики струи [1.25]. На рис. 1.24 показано изменение вдоль оси средней скорости и продольных пульсаций скорости. Там же для сравнения приведены соответствующие кривые для круглого сопла без генераторов вихрей. [c.39]

В приведенном примере иллюстрируется интенсификация смешения в струе с помощью генераторов вихрей. В ряде случаев наличие генераторов вихрей в выходном сечении круглого сопла, создающих азимутальную неоднородность потока, может привести, в зависимости от геометрических параметров генераторов, их числа и толщины начального пограничного слоя на срезе сопла, не только к интенсификации смешения, но и к его ослаблению [1.9]. На рис. 1.25 представлены соответствующие зависимости для средней скорости и продольных пульсаций скорости, иллюстрирующие этот эффект. Ослабление перемешивания при h/S = 1, по-видимому, обусловлено задержкой роста кольцевых вихрей в слое смешения начального участка струи. [c.39]

Аэродинамические характеристики турбулентных струй и слоев смешения могут быть изменены путем периодического воздействия на течение в их начальном сечении. Такое воздействие может быть реализовано при создании периодического изменения расхода жидкости или газа через сопло, путем вибраций сопла или же возбуждения слоя смешения на кромке сопла с помощью вибрирующей ленточки. Перечисленные способы управления связаны с механическим воздействием на поток, поскольку все они требуют непосредственного воздействия на геометрию устройств, формирующих струйное течение [2.25]. Механизм их воздействия на струю обусловлен периодическим возбуждением струи, вследствие чего в выходном сечении круглого сопла генерируются кольцевые периодические вихри их взаимодействие друг с другом существенно изменяет течение в слое смешения начального участка струи. [c.46]

Моделирование плоских и круглых турбулентных струй на основе метода дискретных вихрей при низкочастотном и высокочастотном гармоническом возбуждении [c.158]

При моделировании плоских и круглых турбулентных струй методом дискретных вихрей рассматривается случай идеальной несжимаемой жидкости. Применительно к плоским струям при этом могут быть использованы два подхода. В первом из них граничные условия непротекания на [c.158]

Аналогично при моделировании круглых струй в рамках метода дискретного вихрей с помощью набора вихревых колец, т.е. при постулировании жесткого условия осевой симметрии, результаты расчета приходят в противоречие с данными эксперимента, так как при этом не реализуются [c.162]

К сожалению, описанный подход пока не реализован для случая периодического возбуждения круглых турбулентных струй. Попытка соответствующего решения предпринята в работе [6.7] в предположении осевой симметрии мгновенного течения. При этом делается ряд дополнительных допущений задаются радиусы ядер сносимых в поток кольцевых вихрей вместо одной цепочки кольцевых вихрей задаются две такие цепочки, несколько разнесенные вдоль радиуса циркуляция сходящих с кромки [c.163]

Мелещко, Константинов [1993]). Новые математические методы, позволяющие изучать движение вихрей на поверхностях, в т.ч. сферических, приведены в книге Л.В. Борисова, И.С. Мамаева [1999]. Для простоты ограничимся анализом взаимодействия вихрей круглой формы конечного диаметра с постоянным распределением завихренности в безграничной покоящейся жидкости [Веретенцев, Рудяк, 1986]. [c.338]

Отрыв пограничного слоя обычно связан с образо1ванием вихрей, которые проникают во внешний поток и существенно искажают картину течения, полученную по теории идеальной жидкости, даже вдали от тела. Для пояснения приведем некоторые сведения об обтекании круглого цилиндра несжимаемой жидкостью. На рис. 6.24 показаны две кривые распределения давления вдоль окружности цилиндра штриховая кривая построена по теории идеальной жидкости, сплошная кривая получена экспериментально Флаксбартом при числе Рейнольдса [c.331]

При обтекании круглого цилиндра потенциальным потоком благодаря симметричному распределению давлений по поверхности цилиндра результирующая этих сил равна нулю (парадокс Даламбера). Следовательно, для этого случая = 0. Можно доказать, что во всех случаях безотрывного обтекания цилиндрических тел потенциальным потоком сопротивление давления равно нулю. Однако при отрывном обтекании, когда за телом образуется мертвая зона или суперкавитационная каверна (см. п. 10.2), теория потенциальных течений дает не равное нулю значение силы сопротивления давления. Так, в п. 7.12 было доказано, что при струйном обтекании пластины, поставленной нормально к потоку (см. рис. 7.30), коэффициент лобового сопротивления, являющегося в данном случае сопротивлением давления, равен 0,88. Это подтверждается опытом только в тех случаях, когда за обтекаемым телом действительнсГобразуется зона, заполненная парами или газом, в которой давление приблизительно постоянно, как это предусмотрено теорией. Но в большинстве случаев за обтекаемым телом образуется так называемый гидродинамический след, представляющий собой область, заполненную крупными вихрями, которые, взаимодействуя и диффундируя, постепенно сливаются и теряют индивидуальность. На достаточном расстоянии от тела (дальний след) образуется непрерывное распределение дефекта скоростей в потоке, близкое к распределению скоростей в струнном пограничном слое. Наличие вихрей в гидродинамическом следе приводит к понижению давления на тыльной части поверхности тела и соответствующему увеличению сопротивления давления, которое часто называют также вихревым сопротивлением. [c.391]

Взаимодействие струи с потоком порождает многочисленные скачки уплотнения в плоскости, перпендикулярной обтекаемой поверхности и проходящей через середину отверстия (рис. 4.9.1,а). Непосредственно перед ним возникает косой скачок А5, идущий от окрестности точки отрыва, а перед верхней частью границы струи — криволинейный скачок DB. Встречаясь в точке В, эти скачки образуют тройную конфигурацию, за которой находится система волн разрежения G. Скачок в виде диска, характерный для недорасширенных круглых струй, искривляется и занимает положение DE. В окрестности точки присоединения возникает хвостовой скачок уплотнения F. Эти скачки образуют сложную пространственную конфигурацию. На рис. 4.9.1,6 видны границы головного 4 и хвостового 6 скачков уплотнения, представляющие собой линии, где потоки, идущие вдоль обтекаемой поверхности, встречаются (линии стекания ). Эти линии являются одновременно границами передней и задней застойных зон. На рис. 4.9.1,6 нанесена также линия, на которой потоки, идущие сверху вниз к обтекаемой поверхности из области повышенного давления за скачком АВ, у стенки сопла растекаются в разные стороны (линия растекания 5). Линии V, 2, 3 являются следами П-образных вихрей. [c.339]

При изучении вклада вихрей различного масштаба в процесс переноса энергии в потоке было обнаружено, что турбулентность в пучке витых труб содержит наряду с крупными энергосодержащими вихрями и вихри малых размеров. Так какГ дис-сипация энергии под действием вязкости возрастает при уменьшении размера вихрей,- то наблюдаемьш в пучке витых труб сдвиг энергетического спектра турбулентности, в область высоких частот по сравнению со спектром в круглой трубе-[12] позволяет объяснить увеличение гидравлического сопротивления по сравнению с гидравлическим сопротивлением в круглых трубах. Выражая величину м " в виде спектра по волновым числам [c.75]

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]

Существенное уменьшение сопротивления участка с внезапным расширением достигается при устройсгве за узкчм сечением карманов (рис. 4-7,6), способствующих образованию в них стационарного вихревого кольца (у труб круглого сечения) или двух стационарных вихрей (у плоскою канала), [c.149]

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]

Аналогичные виды неустойчивости наблюдаются и в начальном участке плоской турбулентной струи. В слое смешения вблизи сопла картина течения и механизм неустойчивости в плоских и круглых струях весьма близки. При x/h = 1-5 неустойчивость течения в начальном участке плоской струи связана с коллективным взаимодействием крупномасштабных вихрей. Наконец, нарушение двумерности этих прямолинейных вихрей вдоль размаха играет ту же роль, что и нарушение азимутальной однородности кольцевых вихрей в круглой струе [1.36,1.37]. [c.25]

Пассивное управление осуществляется за счет изменения начальных условий истечения (режим течения в пограничном слое на срезе сопла, изменение параметров этого слоя, начальная турбулентность потока, начальный масштаб турбулентности) или же изменения геометрии устройства, формирующего струю (форма сопла или диафрагмы с острыми кромками, сопла сложной геометрии прямоугольные, треугольные, эллиптические, кольцевые, многотрубчатые, лепестковые, сопла круглого сечения с генераторами продольных вихрей в их выходном сечении). Пассивное управление позволяет не только изменять топологию крупномасштабных когерентных структур, но при их ослаблении усиливать относительную роль мелкомасштабной турбулентности. Как правило, при пассивном управлении достигается интенсификация смешения, хотя при некоторых слабых воздействиях, приводящих к ослаблению когерентных структур в струе удается получить и противоположный эффект - ослабление перемешивания. [c.40]

Гайдаенко В.К, Погребная Т.В. Использование метода дискретных вихрей для расчета акустических характеристик круглой дозвуковой струи / Труды IX Международного симпозиума "Методы дискретных особенностей в задачах математической физики". Орел. 2000. С. 12 -126. [c.128]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...