Вихрей размер

Здесь линии тока соединяют внешнюю область с внутренней и частицы жидкости из внешней области постепенно включаются в ядро вихря, размеры которого с течением времени увеличиваются, а интенсивность уменьшается. [c.542]

На рис. 5.3.2 представлены поля потенциала пульсационной скорости и пульсационной деформации свободной поверхности. Как видно, действительная часть пульсационной деформации мала и уменьшается с ростом расстояния от вибрирующего торца, демонстрируя установление режима стоячей волны, когда волны, распространяющиеся от вибрирующего торца, имеют примерно ту же амплитуду, что и волны, отражающиеся от неподвижного торца. В результате генерация среднего течения вблизи свободной поверхности ведет к возникновению большого числа мелких вихрей, размер которых определяется длиной волны пульсаций свободной поверхности. Наличие распространяющейся компоненты, т. е. несовпадение амплитуд прямой и отраженной волн, однако, имеет принципиальное значение оно ведет [c.210]

Флуктуации 0 можно связать с поведением поля скоростей, о котором шла речь в разд. В.З. Рассмотрим вихри, размеры которых совпадают с внешним масштабом турбулентности о. Эти вихри переносят с собой примесь 0. Поэтому по аналогии с полем скоростей количество возникающих за единицу времени неоднородностей 0, соответствующих масштабу о, должно быт > порядка [c.290]

Турбулентность в атмосфере можно разделить на мелкомасштабную и крупномасштабную. Крупномасштабная турбулентность характеризуется вихрями размером порядка сотен и тысяч километров, которые обусловливают глобальные погодные условия. Вихри мелкомасштабной турбулентности имеют размеры от миллиметров до сотен метров. Они вызывают рассматриваемые в этом приложении флуктуации показателя преломления. [c.294]

Вариационные производные 163, 211 Винера -- Хинчина теорема 84, 269 Вихрей размер 88 Временная когерентность 197 [c.310]

Если производить измерения (запись) пульсаций скорости или температуры в одной точке потока, то крупные неоднородности будут играть большую роль, чем мелкие, и рез льтаты измерений будут существенно зависеть от времени, в течение которого эти измерения производятся. Эта трудность отпадает, если производить измерения разности скоростей в двух относительно близких точках потока, т. е. следить за относительным движением двух близких элементов потока. На эту разность не будут влиять крупные вихри, размер которых гораздо больше, чем расстояние между этими двумя точками. [c.31]

Внутренний масштаб возникает как результат последовательного распада больших, но неустойчивых вихрей на более мелкие, которые, в свою очередь, распадаются дальше вплоть до вихрей размером порядка нескольких миллиметров. Оценку величины внутреннего масштаба можно получить из следующих простых соображений. Если в потоке, движущемся со скоростью у, имеется неоднородность с линейным размером , то кинетическая энергия, переносимая неоднородностью, [c.73]

Будем полагать, что сверхзвуковая струя распадается на турбулентные вихри, размер которых 1с в первом приближении определяется характерным размером струи, т. е. ее диаметром /с — = где Са — константа. В дальнейшем происходит распад первичных крупномасштабных вихрей на более мелкие турбулентные [c.277]

Для турбулентного движения характерны отсутствие необратимых потерь энергии при распадении крупных вихрей на более мелкие и разрушение самых малых вихрей (размера Ье) силами вязкости. [c.143]

Для дельтапланериста наиболее опасны вихри, размеры которых соизмеримы с размерами аппарата, В полете они воспринимаются как довольно резкие удары по крылу, повторяющиеся с определенной частотой. Степень их опасности характеризуется знаком, и величиной перегрузок, которые они способны создать. [c.88]

Изотропность турбулентного течения означает, что пульса-ционные компоненты скорости течения не зависят от направления. Хотя в трубах это условие выполняется лишь вдали от поверхностей стенок, соотношение (4. 3. 8) может быть использовано для турбулентных вихрей в жидкости, размер которых, с одной стороны, много меньше диаметра трубы, а с другой — больше характерного линейного масштаба диссипации энергии Г [47] [c.140]

Пока еще нет физически ясной теории турбулентности. Из-за хаотичности пульсаций скоростей и других характеристик турбулентного потока при его изучении применяются статистические методы, в которых эти характеристики рассматриваются как случайные функции от точек пространства и времени. Основы такого подхода к теории турбулентности были впервые разработаны советскими учеными А. А. Фридманом и Л. В. Келлером в 1924 г. Важные результаты были получены советским ученым А. Н. Колмогоровым, открывшим закон /з. Этот закон устанавливает связь в каждый данный момент между значениями мгновенных скоростей VI и Уз в двух точках потока, отстоящих друг от друга на расстоянии г, небольшом по сравнению с размерами крупных вихрей в потоке, со средним квадратом разности пульсаций скоростей [c.147]

Будем считать, что при достаточно бо.льших временах вихри, размеры которых равны интегрально.му масштабу движения жид-т ости Ь, являются статистически независимыми. С другой стороны, процесс диффузии пузырьков при больших временах определяется крупномасштабными вихрями. Тогда, как известно, лагранжев временной масштаб движения пузырьков в турбулентном потоке жидкости равен времени их пребывания в вихре интегрального масштаба Ь при условии, что за это время направление движения вихря существенно не изменится [c.85]

Е Х) сохранялось неизменным, эта скорость не должна зависеть от К. Отсюда осредненное время Т К), необходимое для превращения вихрей размера Я. в вихри меньших размеров, должно быть пропорционально при изменении масштаба величина Т имеет размерность Теперь рассмотрим спектр частот энергии dE = F k)dk, где k = 2тгД есть волновое число. Поскольку dE имеет размерность = L4 , а величины k н dk = = 2v.dXj> имеют размерность 1/L, то функция F k) имеет размерность или L4 или Окончательно из анализа размерностей следует формула Колмогорова для распределения энергии трубулентности F k) — [c.127]

В случае крупномасштабной турбулентности расстояние между двумя диффундирующими частицами растет со временем ускоряющимся образом, т. к. па его рост влияют преимущественно турбулентные вихри, размеры к-рых сравнимы с этим расстоянием. Ксли указатюе расстояние принадлежит инерционному интервалу спектра масштабов (т. е. области, в к-рой статистич. режим движений не зависит ни от крупномасштабных особенностей потока, ни от действия молекулярных сил и полностью определяется действием сил инерции), то оно растет пропорционально (ег ) г где г — скорость диссипации турбулентной эпергии (в единице массы). Коэфф. Т. д. ири этом имеет вид к = к Ь) Концентрация нримеси, диффун- [c.210]

Фильтрующая функция fs(x) для фазовых флуктуаций становится близкой к 2 при значениях х, лежащих в энергетическом интервале (<2n/Lo), поэтому можно ожидать, что вихри размера Lo или больше оказывают влияние на вид корреляционной функции фазы. В этом интервале турбулентность, вообще говоря, анизотропна, и форма спектра зависит от того, как эта турбулентность образуется. Поэтому оказывается невозможным получить общее выражение для корреляционной функции фазы. Между тем флуктуации фазы представляют интерес с точки зрения исследования параметров крупномасштабной турбулентности. Во многих практических случаях измеряют разность фаз в двух точках или в два момента ремени. При этом используется не корреляционная, а структурная функция. [c.124]

По Колмогорову энергия, затрачиваемая на турбулентное движение, возникает вследствие изменения средней скорости. Например, вблизи поверхности Земли средняя горизонтальная скорость ветра меняется в зависимости от высоты, и это изменение приводит к возникновению турбулентных зявихрений, размер которых приближенно равен высоте г (разд. В.10.). Размер первоначальных вихрей, в которых и возникает энергия турбулентного движения, называется вне иним масштабом турбулентности и обозначается о. Вихри с размерами больше о, как правило, анизотропны. Например, в случае приземной турбулентности вихри с размерами, большими, чем о 2, могут быть сильно вытянутыми в горизонтальных направлениях. Что касается вихрей, размеры которых меньше внешнего масштаба о, то они, как правило, изотропны. [c.285]

Рассмотрим кинетическую энергию вихрей размера 1о. Пусть Уо — скорость, характерная для вихрей такого размера. В соответствии с (В.2) кинетическач энергия единицы массы жидкости (в единицу времени) порядка УЦЫ. Диссипация энергии в единице массы жидкости за единицу времени по порядку величины равна уУо/ о, и, поскольку число Рейнольдса очень велико, кинетическая энергия во много раз превосходит диссипацию энергии. Поэтому диссипацией можно пренебречь, и практически вся кинетическая энергия может передаваться вихрям меньшего масштаба. Обозначим через У, Уз,. ., Уп скорости вихрей размера 1, 2,. .., Ьп, причем 0 > /-1 > 2 >. .. > Тогда кинетическая энергия единицы мяссы жидкости в единицу времени должна быть примерно одинакодой для вихрей всех размеров [c.285]

В постоянном магнитном поле с Н р = О эти решения были получены в [7.14]. В [7.13] они были исследованы для случая = О в поле постоянного тока /q, = onst. Это решение интересно тем, что оно может реализоваться в центральной части z -пинча, где нет продольного магнитного поля. Они, возможно, наблюдались в виде светящихся точек на конечной стадии, мощных электрических разрядов в z-пинчах [7.15]. На этой стадии в разряде появляется много тяжелых примесей, которые дают излучение в рентгеновском диапазоне частот. Во многих работах отмечалось, что это излучение выходит не из всего объема, а из отдельных участков очень малых размеров (порядка Го). Чтобы объяснить такое излучение в предположении, что плазма находится в термодинамическом равновесии, приходится допускать, что плотность частиц в светящихся точках на несколько порядков больше плотности твердого тела. Другое объяснение этого явления состоит в следующем. В результате неустойчивости в плазме образуются упомянутые тороидальные вихри размером порядка Го. Захваченные в таких вихрях электроны далеки от термодинамического равновесия. Возможно, что при усилении или затухании такого вихря, сопровождающегося появлением компонента электрического поля вдоль В, происходит образование убегаюшрйх электронов с энергиями, намного превьш1ающими энергию фоновых электронов. Легко видеть, что наличие малого количества таких электронов при столкновениях с тяжелыми примесями может привести к появлению рентгеновского излучения такой же интенсивности, как и в случае плазмы большой плотности с максвелловским распределением по скоростям. [c.175]

Схема вихреобразования в тропосфере иллюстрируется рис. 3,14, по оси абсцисс которого отложены величины, обратные размерам вихрей, а именно, волновые числа при механических колебаниях К=2п1Ь=2п1А. По оси ординат отложены значения спектральной плотности механических колебаний соответствующей длины волны A=L, Спектральный график можно разбить на три области. В области образования вихрей под действием внешних сил (при перемещении воздушных масс) возникают наиболее крупные вихри размером Ьо. В инерциальной области крупные вихри постепенно и последовательно превращаются в более мелкие. При этом энергия крупных вихрей передается более мелким. Потерь энергии не происходит, почему эта область и получила название инерциальной. Наконец, в области диссипации вихри размером меньше [c.143]

Из теории турбулентности известно [25], что перенос взвешенных в потоке частиц осуществляется главным образом крупномасштабными вихревыми образованиями, присущими турбулентному потоку. Величина образований обусловлена порядком размера потока и поэтому перенос частиц осуществляется по всей глубине потока. Крупные вихри (крупномасштабная турбулентность) захватывают и переносят взвешенные частицы различных размеров. При отсутствии центробежных сил (на поворотах, ответвлениях п т. п.), а также специфических особенностей пылегазовой смеси (уплотнение пыли в местах поворота, залнпание ее на поверхностях, комкование и 1. д.), поля концентрации (запыленности) должны меняться незначительно в сравнительно широком диапазоне изменения скоростей и размеров частиц и при сравнительно небольших концентрациях (щ < < 0,3 кг/кг) и мало влияют на характер полей скоростей всего потока. Это подтверждается опытами ряда исследователей [45]. (Вопросы осаждения аэрозольных частиц на стенках сравнительно длинных труб и каналов в соответствии с миграционной теорией осаждения [97 ] здесь не рассматривается.) В проведенных опытах [45] изучалось распределение концентрации (х, кг/кг) и плотности пылевого потока [ , кг/(м -с) ] в рабочей камере модели аппарата при различных условиях подвода и раздачи потока по сечению. Для запыливаиия потока воздуха применялась зола тощего угля с фракционным составом, приведенным ниже, и плотностью р = = 2,16 г/см . [c.312]

Микро- и макроструктур закрученного потока представлякгг особый интерес для понимания физического механизма процессов течения и тепломассообмена. На структуру турбулентного течения существенно влияют особенности радиального распределения осредненных параметров и кривизна обтекаемой газом поверхности. При этом поле турбулентных пульсаций при закрутке всегда трехмерно и имеет особенности, отличающие его от турбулентных характеристик осевых течений [16, 27, 155, 156]. Одно из основных и характерных отличий состоит в том, что в камере энергоразделения вихревой трубы наблюдаются значительные фадиенты осевой составляющей скорости, характеризующие сдвиговые течения. Эти градиенты наиболее велики на границе разделения вихря в области максимальных значений по сечению окружной составляющей вектора скорости. Приосевой вихрь можно рассматривать как осесимметричную струю, протекающую относительно потока с несколько отличной плотностью, и естественно ожидать при этом появления эффектов, наблюдаемых в слоях смешения струй [137, 216, 233], прежде всего, когерентных вихревых структур с детерминированной интенсивностью и динамикой распространения. Экспериментальное исследование турбулентной структуры потоков в вихревой трубе имеет свои специфические сложности, связанные с существенной трехмерностью потока и малыми габаритными размерами объекта исследования, что предъявляет достаточно жесткие требования к экспериментальной аппаратуре. В некоторых случаях перечисленные причины делают невозможным применение традиционных [c.98]

В.П. Алексеев и А.П. Меркулов пришли к выводу о перестройке вдоль камеры энергоразделения периферийного квазипотенци-ального вихря в вынужденный приосевой закрученный поток, вращающийся по закону, близкому к закону вращения твердого тела (т = onst) [13, 14, 115, 116]. Отмеченные исследования были проведены в 60-е годы и их основополагающие результаты, а также результаты зарубежных исследователей [227, 234, 237, 246, 255, 261, 265, 268] обобщены в монографиях [35, 94, 164]. В большинстве проведенных исследований измере аничивались лишь установлением качественных зависимостей распределения параметров по объему камеры энергетического разделения в виде функций от режимных и геометрических параметров. Сложность проведения зондирования в трехмерном интенсивно закрученном потоке определяется не только малыми размерами камеры энергоразделения, но и радиальным градиентом давления, вызывающим перетекание газа по поверхности датчика, а следовательно, искажающим данные измерений. В некоторых исследованиях [208] предпринята попытка определения расчетным методом поправки на радиальные перетечки с последующим учетом при построении кривых (эпюр) распределения параметров в характерных сечениях. Опубликованные данные порой имеют противоречивый характер и трудно сопоставимы, так как практически всегда имеются отличительные признаки в геометрии основных элементов и соотношении характерных определяющих процесс параметров. [c.100]

Предположим, что под воздействием малого возмущения вихревое ядро отклонилось на расстояние ОО, от оси (см. рис. 3.20, . В этом случае осевая симметрия нарушается и периферийный вихрь 2 оказывается деформированным. Как следствие этого в тех областях, где радиальный размер свободного вихря уменьшился (точка А), осевые скорости и их фэдиент возрастают, что приводит к интенсификации образования КВС и увеличению сил трения. В диаметрально противоположной обла- [c.124]

Рассматривая неустойчивость потоков в вихревой трубе, авторы работ [95, 96] предлагают модель, в которой агентами энергопереноса являются КВС, причем при анализе для удобства авторы оперируют с тороидальной формой. Согласно предлагаемой модели, КВС в результате взаимодействия друг с другом и с основным потоком перемещаются к центру или к периферии. В первом случае они расширяются, теряют устойчивость, замедляют вращение и передают механическую энергию ядру, обеспечивая тем самым его квазитвердую закрутку, во втором случае, увеличиваясь по радиусу, сжимаются и диссипируют вследствие работы сил вязкости. Процессы увеличения или уменьшения размера вихрей относятся к процессам деформационного характера. В этом смысле рассматриваемая деформация симметрична. При несимметричной деформации одна часть тора претерпевает сжатие, а диаметрально противоположная — расширение. Если учесть, что в вихревом тороиде низкоэнергетические массы газа располагаются по его оси [67], то должно происходить их смещение вдоль криволинейной оси тороида в центр вихревой трубы с последующим их перемещением в приосевую зону вынужденного вихря, и уходом разогретой оболочки на периферию. [c.125]

Возможность эффективной тепловой зашиты корпусных элементов от больших тепловых потоков успешно используется и при создании экспериментальных СВЧ плазмотронов [64]. Схемы СВЧ плазмотронов с предполагаемыми картинами течений при прямоточно-вихревой и возвратно-вихревой стабилизации плазмы показаны на рис. 7.30, а на рис. 7.31 показана зависимость мощности плазменного СВЧ излучения поглощаемого разрядом, и тепловой мощности fV , вьшеляюшейся в контуре охлаждения плазмотрона. Результаты опытов приведены в виде зависимости доли тепловых потерь WJW от удельного вклада энергии в разряд У = WJG, где G — расход плазмообразуюшего газа — азота. Результаты численного моделирования показаны на рис. 7.32,а — для традиционной прямоточно вихревой стабилизации и на рис. 7.32,6 — для случая с возвратно-вихревой стабилизацией. В первом случае рабочее тело — плазмообразующий газ — азот в виде закрученного потока подается в разрядную камеру, а во втором случае он подается в дополнительную вихревую камеру со скоростями 100 м/с ((7= 1 г/с) и 225 м/с ((7= 1,5 г/с), соответственно. По мнению автора работы [64] возвратный вихрь сжимает зону нагрева, предохраняя стенки камеры плазмотрона от перегрева. Основная часть газа проходит через разрядную зону, а размер зоны рециркуляции незначителен. В традиционной схеме (см. рис. 7.32,а) входящий газ смешивается с циркулирующим потоком плазмы и основная часть газа проходит мимо разряда вдоль стенок кварцевой трубки. Судя по приведенным модельным расчетам, схема с возвратно-вихревой стабилизацией позволяет снизить максимально достижимую температуру нагрева корпусных элементов примерно в 2,5 раза. Наиболее нагретая часть область диафрагмы, непосредственно примыкающая к отверстию имеет температуру 1400 К. Таким образом, использование возвратно-вихревой стабилизации плазмы позволяет изготовить СВЧ плазмотрон неохлаж-даемым из кварцевого стекла. Дальнейшее моделирование течения [c.356]

Все изложенные выше примеры, анализ доступных литературных данных позволяют сделать вывод о том, что вихревые трубы использовались лишь в условиях отсутствия вторичного центробежного поля сил, накладываемого на основное, создаваемое закручивающим устройством. Поэтому отсутствуют исследования характеристик процесса энергоразделения в вихревых трубах в условиях воздействия на них вторичного поля инерционных сил. Тем не менее, очевидно, что оно определенным образом искажает обычную картину течения в камере энергоразделения вихревых труб. Такое воздействие должно сопровождаться не только изменением характеристик макроструктуры потока, но и характеристик его микроструктуры. На каждый турбулентный микро-или макровихрь в зависимости от его расположения в объеме камеры энергоразделения и собственных размеров действует своя дополнительная сила инерции, зависящая от частоты вращения ротора и радиуса от центра элемента вихря до оси. [c.379]

Видно, что выше значения Ве г 1 аналитическое описание поля течения усложняется. Становятся существенными инерционные силы, и при Ве 10 происходит отрыв пограничного слоя ) линии тока скручиваются и образуют стационарное вихревое кольцо у кормовой части сферы. Дальнейшее возрастание числа Ве приводит к увеличению размеров и интенсивности вихря. При Ве 100 систе.ма вихрен распространяется за сферой на расстояние около одного диаметра [7801. Влияние инерционных сил продол кает расти, п при Ве 1-50 систе.ма вихрей начинает колебаться. В ла.минарнодг потоке при Ве р 500 систе.ма вихрей отделяется от тела и образует след [822]. Это число Рейнольдса называется нгпкним критическим чпс,лоы Рейнольдса. Вихревые тсольца непрерывно образуются и отделяются от сферы, вызывая периодические изменения поля течения и мгновенной величины силы сопротивления. Линия отрыва пограничного слоя на сфере перемещается, что приводит также к флуктуация.м силы трения. [c.32]

При больших числах Рейнольдса частицы смещение точки отрыва вследствие вращения вызывает силу, действующую в противоположном направлении [349]. Эта сила возникает при вращении малой частицы, когда ее диаметр меньше характерного размера турбу.тентных вихрей, или в непосредственной близости от стенки толщины вязкого подслоя [742]. Влияние градиента скорости на сферу было рассчитано в работе [902], а на цилиндр — в работах [489, 832]. Сэфмен [675] вычислил подъемную силу действующую на сферу со стороны вязкой жидкости при малой скорости и в простейшем случае, когда поперечный сдвиг ) (произ- [c.41]

В качестве введения в задачу о взаимодействии многофазной среды с телом oy и Тьен [742] расс.мотрели движение отдельной сферической твердой частицы вблизи стенки, обтекаемой турбулентным потоком жидкости. Теоретический анализ содержал основное уравнение движения, описывающее влияние стенки на двухфазный турбулентный поток, и решение уравнений, включающее лишь наиболее существенные процессы, которые протекают в стацпонарных условиях. Упрощенная физическая модель рассматрпвае.мых явлений представляла собой сферическую твердую частицу в полубесконечном турбулентном потоке жидкости, ограниченном бесконечно протяженной стенкой (фиг. 2.10). Размер частицы предполагался настолько малым в сравнении с раз-меро.м вихря пли микромасштабом турбулентности потока, что вклад различных пульсаций скорости был линеен. Описание характера движенп.ч потока строилось на основе данных по распределению интенсивностей и масштабов турбулентности [105, 418, 468]. Течение, особенно вблизи стенки, является анизотропным и неоднородным. Тем не менее в качестве основного ограничивающего допущения было принято представление о локальной изотропно- [c.58]

Возникновение диссипативных структур или высокоупорядоченных образований (рисунок 1.21), обладающих определенной формой и характерными пространственно-временными "размерами", связано со спонтанным нарушением симметрии и возникновением структур с более низкой степенью симметрии по сравнению с пространственно однородным состоянием. Это возможно только в условиях, когда система активно обменивается энергией и веществом с окружающей средой. Именно спонтанное нарушение симметрии приводит к образованию вихрей Тейлора, ячеек Бенара, эффекту полосатой или лятнисюй окраски животных, доменной структуре в твердых телах, спиргшевидиой структуре сколов кристаллов, периодическим химическим реакциям и т.н. [c.63]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...