Турбулентная область

Движение шара в узких каналах было изучено В. А. Успенским, который предложил эмпирическую зависимость для турбулентной области [Л. 290]. В (Л. 260, 261] приведены экспериментально установленные формулы для всех областей, согласно которым, например, для ламинарного и турбулентного режимов течения соответственно поправка Е = Ео определяется как [c.57]

Для частиц третьей группы (/=1,15—1,5) в соответствии с данными гл. 2 в области ламинарного режима верна зависимость (5-17), а в турбулентной области — зависимость (5-16). [c.153]

Для турбулентной области по (5-16), (5-20) и (5-29) соответственно найдем (Рг = 0,7) [c.168]

Обратимся к изучению эволюции свойств движения при дальнейшем увеличении параметра X за значением Лео (числа Рейнольдса R > Ro ) — в турбулентной области. Поскольку в момент своего рождения (при К = Лоо) апериодический аттрактор описывается одномерным отображением Пуанкаре, можно считать, что и при значениях X, незначительно превосходящих Лоо, допустимо рассматривать свойства аттрактора в рамках такого отображения. [c.180]

Турбулентная область и явление отрыва [c.207]

Турбулентная область должна быть ограничена с какой-нибудь стороны частью поверхности обтекаемого жидкостью тела. Линию, ограничивающую эту часть поверхности тела, называют линией отрыва. От нее отходит поверхность раздела между областью турбулентности и остальным объемом жидкости. Самое образование турбулентной области при обтекании тела называют явлением отры-за. [c.209]

Говоря (в следующих параграфах) о свободной границе турбулентной области, мы будем подразумевать, естественно, ее усредненное по времени положение. Мгновенное же положение границы представляет собой очень нерегулярную поверхность эти нерегулярные искажения и их изменение со временем связаны в основном с крупномасштабными пульсациями и соответственно простираются в глубину на расстояния, сравнимые с основным масштабом турбулентности. Нерегулярное движение граничной поверхности приводит к тому, что фиксированная в пространстве точка потока (не слишком удаленная от среднего [c.209]

В качестве первого примера рассмотрим турбулентную область, возникающую при отрыве потока с края угла, образованного двумя пересекающимися бесконечными плоскостями (на рис. 24 изображен их поперечный разрез). При ламинарном обтекании (рис. 3) поток жидкости, идущей вдоль одной из сторон [c.210]

Вдоль другой же стороны возникает поток жидкости, подтекающей в направлении к краю угла (от В к О). Смешивание обоих потоков происходит в турбулентной области 2) (границы сечения этой области указаны на рис. 24 штриховой линией). Происхождение такой области можно наглядно описать следующим образом. Представим себе такое течение жидкости, при котором идущий от Л к О равномерный поток продолжал бы течь в том же направлении, заполняя все пространство кверху от плоскости АО и ее продолжения [c.210]

Напоминаем, что вне турбулентной области имеет место безвихревое турбулентное движение, постепенно переходящее в ламинарное по мере удаления ОТ границ этой области. [c.210]

Определим форму области турбулентного двил ения. Выберем ось X указанным на рис. 24 образом начало координат находится в точке О. Обозначим посредством Yi и Y2 расстояния от плоскости X, 2 до верхней и нижней границ турбулентной области требуется определить зависимость К/ и У2 от х. Эту зависимость легко определить непосредственно из соображений подобия. Поскольку все размеры плоскостей бесконечны, то в нашем распоряжении нет никаких характерных для рассматриваемого движения постоянных параметров с размерностью длины. Отсюда следует, что единственной возможной зависимостью величин У], Уг от расстояния х является их прямая пропорциональность [c.211]

Отметим еще, что разность давлений жидкости по обе стороны турбулентной области очень мала. Так, при обтекании прямого угла оказывается [c.212]

В предельном случае равного нулю обтекаемого угла мы имеем дело просто с краем пластинки, вдоль обеих сторон которой течет жидкость. Угол раствора ai + 2 турбулентной области при этом тоже обращается в нуль, т. е. турбулентная область исчезает скорости же потоков по обеим сторонам пластинки становятся одинаковыми. При увеличении же угла АОВ наступает момент, когда плоскость ВО касается нижней границы турбулентной области угол АОВ является при этом уже тупым. Прп дальнейшем увеличении угла АОВ область турбулентности будет оставаться ограниченной с одной стороны поверхностью твердой стенки. По существу, мы имеем при этом дело просто с явлением отрыва, с линией отрыва вдоль края угла. Угол раствора турбулентной области остается все время конечным. [c.212]

Количество (масса) жидкости Q, протекающей в единицу времени через поперечное сечение турбулентной области струп — порядка величины произведения puR . Подставив сюда (36,2) и [c.214]

Постоянную h можно связать с постоянной В = PQd/n, входящей в формулу (36,5). Рассмотрим отрезок конуса турбулентной области, вырезаемый [c.215]

Сравним среднюю скорость внутри турбулентной области, определенную как [c.216]

От линии отрыва отходит, как мы знаем, уходящая в глубь жидкости поверхность, ограничивающая область турбулентного движения. Движение во всей турбулентной области является вихревым, между тем как при отсутствии отрыва оно было бы вихревым лишь в пограничном слое, где существенна вязкость жидкости, а в основном потоке ротор скорости отсутствовал бы. Поэтому можно сказать, что при отрыве происходит проникновение ротора скорости из пограничного слоя в глубь жидкости. Но в силу закона сохранения циркуляции скорости такое проникновение может произойти только путем непосредственного перемещения движущейся вблизи поверхности тела (в пограничном слое) жидкости в глубь основного потока. Другими словами, должен произойти как бы отрыв течения в пограничном слое от поверхности тела, в результате чего линии тока выходят из пристеночного слоя в глубь жидкости. (Поэтому и называют это явление отрывом или отрывом пограничного слоя.) [c.231]

Фактически логарифмический профиль наблюдается не на всей толщине пограничного слоя. Последние 20—25 % набора скорости на его наружной стороне происходят быстрее, чем по логарифмическому закону. Эти отклонения связаны, по-видимому, с нерегулярными колебаниями границы слоя (ср. сказанное в конце 35 о границах турбулентных областей). [c.252]

Начнем с вывода общего уравнения, учитывающего, наряду с движением в звуковых волнах, также и движение жидкости в турбулентной области. Отличие от произведенного в 64 вывода состоит лишь в том, что должен быть сохранен нелинейный член (vV)v —хотя скорость v мала по сравнению с с, но она велика по сравнению со скоростью жидкости в звуковой волне. Поэтому вместо (64,3) пишем [c.406]

Для определения интенсивности излучения достаточно рассмотреть звуковое поле на расстояниях, больших по сравнению с длиной волны Я (в волновой зоне ), эти расстояния велики и по сравнению с линейными размерами источника — турбулентной области ). Множитель XjR в подынтегральном выражении в этой зоне мох<но заменить множителем 1/г и вынести его из-под знака интеграла (г — расстояние точки наблюдения до начала координат, выбранного где-либо внутри источника) тем самым мы пренебрегаем членами, убывающими быстрее, чем 1/г, которые все равно не дают вклада в интенсивность уходящих на бесконечность волн. Таким образом. [c.407]

Говоря о порядках величин, мы не проводим различия между основным масштабом I и размерами турбулентной области, хотя последние и могут заметно превышать первый. [c.407]

Тангенциальные разрывы, на которых испытывают скачок касательные компоненты скорости, рассматривались нами уже в 29. Там было показано, что в несжимаемой жидкости такие разрывы неустойчивы и должны размываться в турбулентную область. Аналогичное исследование для сжимаемой жидкости показывает, что такая неустойчивость имеет место и в общем случае произвольных скоростей (см. задачу 1). [c.452]

Как всегда тангенциальный разрыв в действительности размывается в турбулентную область. [c.581]

По мнению Альтшулера и Сеченова [27], уравнение (2.40), совпадая с (2.38) в ламинарной области течения, дает лучшее соответствие с экспериметальными данными в переходной и турбулентной областях. [c.51]

I — область ламинарного течения (форма 1гуэырЕ>ков очень близка к сферической, траектории движения — прямые линии) II — промежуточная область (форма пузырьков эллипсоидальная о плоским срезом, траектории движения зигзагообразные) III — турбулентная область (пузырьки деформированы, их движение беспорядочно). [c.141]

Для всех этих пуазейлевых течений существует также критическое число R . , определяющее границу устойчивости по отношению к возмущениям конечной интенсивности. При R < R в трубе вообще не может существовать незатухающего нестационарного л зюкения. Если в каком-либо участке возникает турбулентность, то при R < R p турбулентная область, сносясь вниз по течению, в то же время сужается, пока не исчезнет совсем [c.151]

Имея в виду все эти особенности вихревого и безвихревого турбулентного движений, мы будем в дальнейшем для краткости называть область вихревого турбулентного движения просто областью турбулентного двио/сения или турбулентной областью. В следующих параграфах будет рассмотрена форма этой области для различных случаев. [c.209]

Форма турбулентной области определяется свойствами движения в основном объеме жидкости (т. е. не в непосредственной близости от поверхности тела). Не существующая пока полная теория турбулентности должна была бы дать принципиальную возмол<ность определения этой формы с помощью уравнений движения идеальной жидкости, если задано положение линии отрыва иа поверхности тела. Действительное же положение линии отрыва определяется свойствами движения в непосредственной близости поверхности тела (в так называемом иограинчном слое), где существенную роль играет вязкость жидкости (см. 40). [c.209]

Форма, а также и некоторые другие основные свойства турбулентных областей в ряде случаев могут быть установлены уже с помощью простых соображений подобия. Сюда относятся прежде всего различного рода свободные турбулентные струи, распространяющиеся в заполненном жидкостью же пространстве (L. Prandtl, 1925). [c.210]

Коэффициенты пропорциональности являются просто численными постоянными мы пишем их в виде tgai, tg а , так что i и 2 — углы наклона обеих границ турбулентной области к оси х. Таким образом, область турбулентного движения ограничена двумя плоскостями, пересекающимися вдоль линии края обтекаемого угла. [c.211]

Скорости потоков жидкости с обеих сторон угла неодинаковы их отношение является определенным числом, зависящим онять-такн только от величины угла. При не слишком малых углах одна из скоростей оказывается значительно больше другой—именно, большей является скорость основного потока, в направлении которого расположена турбулентная область (поток от Л к О). Так, при обтекании прямого угла скорость [c.211]

Вне турбулентной области движение жидкости потеициально, т. е. го1 и = О, откуда [c.215]

На границе турбулентной области скорость и наиразлеиа внутрь этой области, образуя угол (it — а)/2 с положительным нанразлеиием оси х. [c.216]

При а= 12° получаем для этого отношения значение 0,011, т. е. на границе турбулентной области скорость мала по сравнеиню со средней скоростью внутри области. [c.216]

Решение. По тем же прнчииа.м, как и для аксиальной струп, заключаем, что турбулентная область ограничена двумя плоскостями, пересекающимися вдоль линии щели, т. е. полуширнна струи [c.216]

Рас.ход сндкости через сечение турбулентной области струи Q р У, откуда [c.216]

Внутри самой турбулентной области происходит интенсивный теплообмен, обусловленный сильным перемешиванием жидкости, которое характерно для всякого турбулентного движения. Такой механизм теплопередачи можно назвать турбулентной температуропроводностью и характеризовать соответствующим ко-э( фициентом Хтурб) подобно тому как мы ввели понятие о коэффициенте турбулентной вязкости т]турб ( 33). По порядку величины коэффициент турбулентной температуропроводности определяется такой же формулой, как и Viyp6 (33,2) [c.296]

Производные в подынтегральном вырал<ении берутся до взятия значения при t — R/ , т. е. только по первому аргументу функций Tik T, i). Эти производные можно заменить производными от функций i — R/ ), взятыми но обоим аргументам, вычитая из них каждый раз производные по второму аргументу. Первые представляют собой полные дивергенции и интегралы от них, будучи преобразованы в интегралы по удаленным замкнутым поверхностям, обращаются в ноль, поскольку вне турбулентной области 7,. = 0. Производные же по теку-ш,им координатам Гь входящим в состав аргумента t — R/ , можно заменить производными по координатам точки иаблюде- [c.407]

См. (33,1). Мы не делаем здесь раз, ]ичия между и и А выбор системы отсчета, по отношению к которой расскатривается движение, устанав.чи-вается тем, что жидкость вне турбулентной области пред 1с, 1гастся неподвижной. [c.409]

Наряду с ударными волнами и волнами разрежения при распаде начального разрыва должен, вообще говоря, возникнуть так же и тангенциальный разрыв. Такой разрыв во всяком случае необходим, если в начальном разрыве испытывали скачок поперечные компоненты скорости Vy, Vz- Поско.тьку эти компоненты скорости не меняются ни в ударной волне, ни в волне разрежения, то их скачок будет всегда происходить на тангенциальном разрыве, остающемся на том же месте, где находился начальный разрыв с каждой стороны от этого разрыва Vy, Vz будут оставаться постоянными (в действительности, конечно, благодаря неустойчивости тангенциального разрыва со скачком скорости он, как всегда, с течением времени размоется в турбулентную область). [c.520]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...