Слой вихревой нестационарный

Изложенные в предыдущих параграфах способы расчета пограничного слоя при нестационарном движении позволяют проследить развитие течения только в продолжение очень небольшого промежутка времени после начала отрыва. В дальнейшем, когда отрыв уже произошел, течение вне пограничного слоя сильно изменяется, причем особенно сильно в случае тела с тупой кормовой частью, как, например, у круглого цилиндра. Это обстоятельство влечет за собой значительное отклонение действительного распределения давления от теоретического потенциального распределения, вследствие чего использование последнего распределения для продолжения расчета дает совершенно неверные результаты. Представление о действительной картине течения, возникающего позади круглого цилиндра после отрыва пограничного слоя, дает серия фотографий, изображенных на рис. 15.5. Первая фотографии (рис. 15.5, а) показывает, что в начальный момент разгона получается такая же картина линий тока, как при невязком потенциальном течении. Вторая фотография (рис. 15.5, б) снята в тот момент, когда в задней критической точке только что начался отрыв пограничного слоя. На третьей фотографии (рис. 15.5, в) точка отрыва уже успела переместиться далеко вверх по течению. Линия тока, отходящая от точки отрыва, окружает область, в которой скорости очень малы. Вихревая напряженность больше всего вне этой линии тока. Здесь образуется вихревой слой, который при дальнейшем развитии течения свертывается в два концентрированных вихря (рис. 15.5, г). В свободном течении позади этой пары вихрей, там, [c.394]

В случае нестационарного движения крыла напряженность присоединенного вихря изменяется во времени, т. е. Го = Го(/о)- В соответствии с условием постоянства циркуляции по замкнутому контуру (теорема Томпсона) это изменение напряженности сопровождается сходом свободных вихрей, движущихся со скоростью Уаа и образующих в плоскости крыла вихревую пелену. В. момент времени 0 напряженность вихревого слоя, параллельного присоединенному вихрю и удаленного от него на расстояние х, равна у(х, tg)dx и определяется значением —й Г( 1), т. е. напряженностью присоединенного вихря в момент схода х = tQ — — х/Коо- В соответствии с этим [c.282]

Система уравнений. В случае циркуляционного обтекания заменим плоский летательный аппарат нестационарным вихревым слоем, а этот слой, в свою очередь, системой косых подковообразных вихрей с переменной по времени циркуляцией. Координаты середин дискретных вихрей и их геометрические размеры определяются формулами, приведенными ранее. [c.231]

Положительное воздействие ОДА проявляется и на режимах перехода через состояние насыщения 1) снижаются амплитуды пульсаций, обусловленных конденсационной нестационарностью, а также в вихревых следах 2) уменьшаются потери на трение в пограничных слоях 3) снижаются потери, обусловленные переохлаждением. Приведенные выше данные отчетливо подтверждают целесообразность применения ОДА (или других ПАВ) и в тех ступенях турбин, в которых реализуется переход через состояние насыщения. [c.312]

Численное решение [13] системы уравнений (13.22) и (13.23), очевидно, может быть получено при помощи пошаговой (относительно времени) схемы, для которой дискретизация выполняется так же, как это описано в предыдущих главах. При этом значения скорости и завихренности, известные в момент времени t— А/, принимаемый за начальный временной слой для уравнения (13.23), используются для вычисления нового набора значений завихренности в момент времени t. Эти значения w(r, t) в вихревых объемных ячейках затем используются для вычисления при помощи уравнения (13.22) скорости u(r о, t) в произвольных точках области. Далее численное решение задачи продолжается таким же образом, т. е. повторением подобных циклов, моделирующих физические процессы диффузии, конвекции и образования вихрей. Этот алгоритм, разработанный By, позволяет рассчитывать нестационарные решения наряду со стационарными или периодическими (вихревые дорожки) решениями на более поздних стадиях. [c.372]

Турбулентность принадлежит к числу очень распространенных и, вместе с тем, наиболее сложных явлений природы, связанных с возникновением и развитием организованных структур (вихрей различного масштаба) при определенных режимах движения жидкости в существенно нелинейной гидродинамической системе. Прямое численное моделирование турбулентных течений сопряжено с большими математическими трудностями, а построение общей теории турбулентности, из-за сложности механизмов взаимодействующих когерентных структур, вряд ли возможно. При потере устойчивости ламинарного течения, определяемой критическим значением числа Рейнольдса, в такой системе возникает трехмерное нестационарное движение, в котором, вследствие растяжения вихрей, создается непрерывное распределение пульсаций скорости в интервале длин волн от минимальных, определяемых вязкими силами, до максимальных, определяемых границами течения. На условия возникновения завихренности и структуру развитой турбулентности оказывают влияние как физические свойства среды, такие как молекулярная вязкость, с которой связана диссипация энергии в турбулентном потоке, так и условия на границе, где наблюдаются тонкие пограничные вихревые слои, неустойчивость которых проявляется в порождении ими вихревых трубок. Турбулизация приводит к быстрому перемешиванию частиц среды и повышению эффективности переноса импульса, тепла и массы, а в многокомпонентных средах - также способствует ускорению протекания химических реакций. По мере накопления знаний о разнообразных природных объектах, в которых турбулентность играет значительную, а во многих случаях определяющую роль, моделирование этого явления и связанных с ним эффектов приобретает все более важное значение. [c.5]

Б работе [8.150] проведены детальные измерения параметров потока за решеткой. Максимальные величины приведенной частоты, определенной по скорости основного потока и скорости распространения порыва, составляли соответственно 0,042 и 0,22. Измерялись мгновенные распределения статического давления, пограничного слоя по лопатке, а также профиля скорости в следе. Нестационарные подъемные силы, полученные по результатам измерений и по вихревой теории, удовлетворительно согласуются между собой [8.152]. [c.253]

В лаборатории турбомашин МЭИ используются различные стенды влажнога водяного пара, ориентированные на изучение 1) условий подобия и моделирования двухфазных течений в различных каналах и в элементах проточной части турбин АЭС 2) механизмов скачковой и вихревой конденсации пара в соплах каналах и решетках турбин при дозвуковых и сверхзвуковых скоростях 3) влияния периодической нестационарности и турбулентности на процессы образования дискретной фазы, взаимодействия фаз и интегральные характеристики потоков 4) двухфазного пограничного слоя и пленок в безградиентных и градиентных течениях 5) механизма и скорости распространения возмущений в двухфазной среде, а также критических режимов в различных каналах в стационарных и нестационарных потоках 6) основных свойств и характеристик дозвуковых и сверхзвуковых течений в соплах, диффузорах, трубах, отверстиях и щелях 7) влияния тепло- и массообмена на характеристики потоков в различных каналах 8) течений влажного пара в решетках турбин с подробным изучением структуры потока и газодинамических характеристик 9) структуре потока, потерь энергии и эрозионного процесса в турбинных ступенях, работающих на влажном паре 10) рабочего процесса двухфазных струйных аппаратов (эжекторов i и инжекторов). [c.22]

Такая модель нестационарного обтекания сечений винта на режиме висения, учитывающая повторное влияние пелены вихрей, развита в работе [L.113]. Плоская система вихрей, аппроксимирующая соответствующие винтовые поверхности, показана на рис. 10.10. Сначала рассмотрим однолопастный винт, считая, что вся завихренность сходит с единственной его лопасти. Сечение лопасти представлено тонким профилем, с задней кромки которого сходит (и простирается до бесконечности) след, состоящий из поперечных вихрей. Остальные винтовые вихревые поверхности, проходящие под лопастью, моделируются серией плоских параллельных вихревых слоев с расстоянием А между ними, причем каждый слой тянется до бесконечности вверх и [c.455]

В численных расчетах осуществляется переход от непрерывных распределений параметров погока и других величин по пространству и процессов их изменения во времени к дискретным. Нестационарный вихревой слой на крыле и за ним моделируется системой дискретных вихрей, представляющих собой прямолинейные или кольцевые нити в зависимости от формы крыла (рис. 2.2). Непрерывный процесс изменения во времени граничных условий и аэродинамических нагрузок на несу[цей поверхности заменяется ступенчатым (рис. 2.3). Полагается, что граничные условия и нагрузки скачкообразно изменяются в некоторые расчетные моменты времени т = 0, (,- = О, 1,. ..), а в промежутках между данными моментами остаются неизменными и равными чначсния этих величин в начале каждого промежутка. [c.53]

На рис. 7.4г,д представлены данные для нестационарных закрученных потоков, где наблюдалось ярко выраженное явление прецессии вихревого ядра. В этом случае при определении Мо и / в формулах (7.6) и (7.7) осреднение проводилось еще и по времени. Анализ представленных данных убеждает, что винтовая симметрия реализуется практически во всей области течения, за исключением области вблизи стенок трубы. В этой зоне существенным становится влияние вязкости, которая обнаруживает себя через образование пограничного слоя и пристенных вихрей Гертлера. Незначите п>ное различие в основной области течения не выходит за рамки точности измерений. [c.398]

Широкое применение цифровых электронных вычислительных машин сделало целесообразным применение к задачам обтекания метода интегральных уравнений. В последние годы получают развитие численные методы построения течеций идеальной несжимаемой жидкости с помош,ью распределенных особенностей (вихрей, источников-стоков, диполей). Одним из преимущ еств этих методов по сравнению с методами комплексного переменного является возможность их применения для построения не только плоских, но и пространственных течений. Эти методы опираются на хорошо разработанную в математике обш,ую теорию потенциала. В 1932 г. П. А. Вальтер и М. А. Лаврентьев, пользуясь указанной обш,ей теорией, получили интегральное уравнение относительно интенсивности распределения вихрей вдоль криволинейного контура и предложили метод последовательных приближений для его решения. В статье М. А. Лаврентьева, Я. И. Секерж-Зеньковича и В. М. Шепелева (1935) указанный способ применяется к построению обтекания бипланной системы, состояш,ей из двух бесконечно тонких искривленных дужек. Задача сводится к решению системы двух интегральных уравнений методом последовательных приближений и доказывается сходимость такого процесса. В последние годы развивались численные методы расчета произвольных систем тонких профилей. С. М. Белоцерковский (1965) использовал схему замены вихревого слоя (как стационарного, так и нестационарного) конечным числом дискретных вихрей, сведя задачу к решению системы алгебраических уравнений. В работах А. И. Смирнова (1951) и Г. А. Павловца (1966) используется схема непрерывного распределения вихрей и с помощью интерполяционных полиномов Мультхопа расчет также сводится к решению системы алгебраических уравнений. [c.88]

Среди первых теоретических работ по аэрогидродинамическому шуму следует отметить работу Л. Я. Гутина [10], посвященную так называемому шуму вращения, представляющему собой типичный детерминированный нестационарный процесс. К нестационарным детерминированным процессам относится также вихревой шум (при ограниченных числах Рейнольдса), рассмотренный Е.Я. Юдиным [64] в предположении жесткого цилиндра и Л. М. Лямшевым [27] в предположении податливого (гибкого) цилиндра. Турбулентный шум, начиная с работ Лайтхилла [83, 84] рассматривается в предположении статистической стационарности и пространственной однородности источников, но даже в этой постановке проблема достаточно сложна для разрешения. Влиянию неоднородности турбулентного потока на параметры излучения посвящена работа [8], относящаяся к проблеме краевого тона, а также [48], в которой излучение шума турбулентным пограничным слоем рассматривается в предположении его локальной однородности в пределах ограниченной пластины. [c.4]

Излагаются оригинальные научные результаты, полученные сотрудниками Института теоретической и прикладной механики СО РАН и Балтийского государственного технического университета в области исследования сверхзвуковых струйных и нестационарных течений газа. Особое внимание уделяется разработке и использованию метода оптимальных ударно-волновых систем применительно к струйным течениям. Подробно рассматриваются вопросы шумообразования и возникновения автоколебаний для свободных и импактных струй газа. Описываются экспериментальные исследования продольных вихревых структур в слое смешения сверхзвуковой струи. [c.2]

В работе [7.6] описывается современная трактовка физической картины перехода ламинарной формы течения в турбулентную, Сначала происходит образование плоских нестационарных волн Толмина—Шлихтинга, которые распространяются в направлении потока со скоростью, составляющей не менее 40 % от скорости течения. Эти волны затем начинают перемещаться по высоте проточной части, и таким образом развиваются эффекты пространственности течения. С этого момента происходят зарождение и концентрация пиков, впадин и интенсивных вихрей. Развиваются значительное смещение и перемешивание слоев жидкости, вихревые шнуры становятся прерывистыми. В местах максимальной интенсивности вихревого течения возникают локальные области турбулентности, которые разрастаются и сливаются в турбулентном потоке. [c.210]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...