Турбулентности основной масштаб

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]

Прежде чем определить постоянную с, укажем предварительно на следующую существенную особенность рассматриваемого движения оно не имеет никаких характерных постоянных параметров длины, которые могли бы определить масштаб турбулентного движения, как это имеет место в обычных случаях. Поэтому основной масштаб турбулентности определяется самим расстоянием у турбулентное движение на расстоянии у от стенки имеет основной масштаб порядка величины у. Что же касается пульсационной скорости турбулентного движения, то она — порядка величины и. Это тоже следует непосредственно из соображений размерности, поскольку и — единственная величина с размерностью скорости, которую можно составить из имеющихся в нашем распоряжении величин а, р, у. Подчеркнем, что в то время как средняя скорость падает с уменьшением у, порядок величины пульсационной скорости оказывается одинаковым на всех расстояниях от стенки. Этот результат находится в согласии с общим правилом, что порядок величины пульсационной скорости определяется изменением Аи средней скорости ( 33). В рассматриваемом случае нет характерных длин /, на которых мол(но было бы брать изменение средней скорости Аи должно быть теперь разумным образом определено, как изменение и при изменении расстояния у на величину порядка его самого. Но при таком изменении у скорость и меняется согласно [c.245]

Будем считать, что существенное изменение средней температуры происходит на тех же расстояниях I (основной масштаб турбулентности), на которых меняется средняя скорость движения. К мелкомасштабным (масштабы X I) пульсациям температуры можно применить те же общие представления и соображения подобия, которые были ул<е использованы при рассмотрении локальных свойств турбулентности в 33. При этом будем считать, что число Р 1 (в противном случае может оказаться необходимым введение двух внутренних масштабов, определенных по V и по х)- Тогда инерционный интервал масштабов является в то же время конвективным, — выравнивание температур в нем происходит путем механического перемешивания различно нагретых жидких частиц без участия истинной теплопроводности свойства температурных пульсаций в этом интервале не зависят и от крупномасштабного движения. Определим зависимость разностей температур Т%, от расстояний X в инерционном интервале (Л. М. Обухов, 1949). [c.299]

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]

В турбулентном потоке жидкости имеются турбулентные пульсации всевозможных размеров. Это связано с тем, что турбулентное движение не заключает в себе каких-либо характерных постоянных параметров длины, которые определяли бы масштаб турбулентных пульсаций. Поэтому основной масштаб турбулентных пульсаций должен быть равен по порядку величины расстоянию 2 от твердой стенки. [c.393]

Рассмотрим теперь свойства развитой турбулентности в масштабах X, малых по сравнению с основным масштабом /. При этом будем рассматривать область достаточно далекую от твердых границ. Определим порядок величины Vi изменения скорости турбулентного движения на протяжении расстояний порядка X. Величину можно рассматривать как скорость турбулентных движений масштаба X, так как изменение средней скорости на малых расстояниях мало и им можно пренебречь. Определяющими величинами являются s и X. Поэтому [c.89]

Мелкомасштабными называются пульсации, для которых А, меньше величии характерных длин, определяющих область, где происходит турбулентное движение. Такие пульсации имеют значительно меньшие амплитуды и представляют сравнительно малую часть общей кинетической энергии потока. Если изучаются свойства турбулентности масштабов %, малых по сравнению с основным масштабом турбулентности I, то об этих свойствах говорят как о локальных свойствах турбулентности или о локальной турбулентности. [c.104]

Рассмотрим подробнее характер накладывающегося на усреднённый поток нерегулярного, пульсационного , движения. Это движение можно в свою очередь качественно рассматривать как результат наложения движений ( турбулентных пульсаций ) различных, как мы будем говорить, масштабов (под масштабом движения подразумевается порядок величины тех расстояний, на протяжении которых существенно меняется скорость движения). По мере возрастания числа Рейнольдса появляются сначала крупномасштабные пульсации чем меньше масштаб движения, тем позже такие пульсации появляются. При очень больших числах Рейнольдса в турбулентном потоке присутствуют пульсации с масштабами от самых больших до очень малых. Основную же роль во всяком турбулентном потоке играют крупномасштабные пульсации, масштаб которых — порядка величины характеристических длин, определяющих размеры области, в которой происходит турбулентное движение в дальнейшем мы будем обозначать порядок величины этого основного масштаба каждого данного [c.146]

Перейдём теперь к изучению свойств турбулентности в масштабах X, малых по сравнению с основным масштабом I турбулентности. Об этих свойствах мы будем говорить как о локальных свойствах турбулентности. При этом мы будем рассматривать жидкость вдали от твёрдых стенок, точнее, на расстояниях от этих стенок, больших по сравнению с [c.150]

В интеграле (38,3) подинтегральное выражение заметно отлично от нуля в области размеров порядка основного масштаба / турбулентного движения (объём этой области —/ ) и имеет в ней порядок величины Поэтому из (38,3) получаем соотношение [c.177]

Определить зависимость разностей температуры в неравномерно нагретом турбулентном потоке от расстояний X, малых по сравнению с основным масштабом турбулентности / (А. М. Обухов, 1949). [c.256]

Для самых крупных турбулентных пульсаций скорости и имеют порядок величины скорости основного течения жидкости ауо, а масштаб этих пульсаций (его называют также внешним масштабом турбулентности) — такой же, как и геометрические размеры потока Ь поэтому из выражения для е следует, что [c.394]

Диссипирующая в потоке жидкости кинетическая энергия выделяется в основном у твердых стенок. Так как диссипация кинетической энергии происходит преимущественно в высокочастотных пульсациях, то последние оказывают также влияние на формирование вязкого подслоя, чтобы структура его соответствовала величине диссипации энергии в данных условиях движения. Это влияние осуществляется проникновением высокочастотных пульсаций в вязкий подслой. В свою очередь, возникающие у твердой стенки вязкие возмущения также воздействуют на основной поток. Весьма вероятно, что на границе вязкого подслоя идущие от стенки вязкие возмущения трансформируются в турбулентные пульсации так как геометрические размеры области, в которой происходит эта трансформация, есть толщина вязкого подслоя 6/7, то указанные турбулентные пульсации будут иметь масштаб 6 , т. е. окажутся наименьшими. [c.419]

Из уравнений (11.73) также видно, что в вязком подслое турбулентные пульсации по своему масштабу меньше 6 , а в основной части потока они больше или в крайнем случае равны б . [c.420]

В качестве основных функций, описывающих турбулентное течение в точке, можно выбрать осредненную скорость, осредненное давление, одноточечные вторые моменты пульсаций скорости и масштаб турбулентности. Все остальные моменты, входящие в уравнения для указанных основных функций, могут быть приближенно выражены через основные. [c.65]

С учетом аппроксимаций (1-8-64а) —(1-8-66) система уравнений движения становится замкнутой относительно основных характеристик турбулентности — осредненной скорости и рейнольдсовых напряжений (масштаб турбулентности входит параметрически). Для масштаба турбулентности либо выписывается соответствующее дифференциальное уравнение (как это сделано Ротта), по [c.66]

Изложенное структурное деление турбулентного потока имеет не только качественное, но и количественное значение, так как существующие в структурных описаниях турбулентности закономерности включают в себя, как правило, эти основные три масштаба турбулентности . [c.627]

Перейдем теперь к изучению свойств развитой турбулентности в масиггабах X, малых по сравнению с основным масштабом I. Об этих свойствах говорят как о локальных свойствах турбулентности. При этом мы будем рассматривать жидкость вдали от твердых стенок, — точнее, на расстояниях от них, боль-ш их по срарнению с X. [c.188]

Величина Brr как функция времени существенно меняется лишь за время, отвечающее основному масштабу турбулентности 1/и). По отношению к локальной турбулентности основное движение может рассматриваться как стационарное (как это было уже отмечено в 33). Это значит, что в применении к локальной турбулентности в левой стороне уравнения (34,20) можно с достаточной точностью пренебречь производной dBrrldt по сравнению с е. Умножив остающееся уравнение на г и проинтегрировав его по г (с учетом обращения корреляционных функций в нуль при /- = 0), получим следующее соотношение между Brr и В rrt. [c.199]

Отсюда возникает возможность определить для этой стадии закон изменения со временем основного масштаба турбулентности / и ее характерной скорости и. Оценка интеграла (34,25) дает Л 0 / = onst. Еще одно соотношение получим из оценки скорости убывания энергии путем вязкой диссипации. Диссипация е пропорциональна квадрату градиентов скорости оценив последние как v/l, имеем e v(o/Z) . Приравняв ее производной d v )/dt v /t t отсчитывается от начала заключительной стадии затухания), получим I (vi ) и затем [c.202]

Основная часть энергии турбулентного движения заключена в частотах ufl, отвечающих основному масштабу турбулентности / и — характерная скорость движения (см. 33). Таковы же будут, очевидно, и основные частоты в спектре излучаемых звуковых волн. Соответствующие же длины волн X lju > /. [c.407]

Перенос тепла внутри кипящего слоя осуществляется движением и перемешиванием частиц зерненого материала. Кипящий слой по своей структуре напоминает турбулентную жидкость. Киносъемка показывает наличие хаотического движения отдельных частиц и циркуляционных потоков целых групп их по примерно замкнутым и перемещающимся орбитам. Среднюю величину этих пульсационных скоростей й оказалось возможным измерять по колебаниям крупного шарика, подвешенного на пружине и погруженного в кипящий слой ( турбулиметра ). Для слоя, высота которого больше диаметра реактора, основной масштаб пульсаций по порядку величины близок к радиусу аппарата R 1Л. 1]. [c.667]

Указанное явление, называемое эволюцией уровня метеорологических полей, затрудняет определение статистических характеристик таких полей. Тем не менее опыт показывает, что если ограничиться лишь наблюдениями, относящимися к определенному сезону года, времени суток и синоптическим условиям (т. е. определенной погоде ), то при осреднении по временному интервалу т, заметно превосходящему характерный период макро-структурных элементов или когерентных структур (турбулентных образований, содержащих основную долю энергии турбулентности), средние значения метеорологических полей будут относительно устойчивыми. В таком случае можно считать, что соответствующие наблюдения образуют статистический ансамбль , позволяющий производить вероятностное осреднение. В приземном слое воздуха временной масштаб макроструктурных элементов можно оценить по порядку величины как отношение где и — характерное значение скорости ветра, а о — характерный горизонтальный масштаб макроструктурных элементов, измеряющийся десятками или несколькими сотнями метров. Поэтому отношение Lo/i7 имеет порядок несколько десятков секунд, и при осреднении по интервалам времени порядка десяти—двадцати минут средние значения скорости ветра, температуры и т. д. оказываются относительно устойчивыми и могут рассматриваться как приближенные значения вероятностных средних для соответствующих случайных полей. Правда, при дальнейшем значительном увеличении периода осреднения до интервалов порядка нескольких часов или еще больших средние значения заметно меняются и могут снова стать малоустойчивыми за счет влияния длиннопериодных синоптических колебаний , относящихся к турбулентности средних масштабов, а затем и к макротурбулентности, однако такой турбулентностью мы здесь заниматься не будем. [c.373]

Отсюда непосредственно вытекает следуюш,ий результат. Вне области вихревого движения турбулентные пульсации должны затухать, причём тем быстрее, чем меньше их масштаб. Другими словами, мелкомасштабные пульсации не проникают глубоко в область потенциального движения. В результате заметную роль в этой области играют лишь самые крупномасштабные пульсации, затухающие лишь на расстояниях порядка величины размеров (поперечных) вихревой области, как раз играющих в данном случае роль основного масштаба турбулентности. На расстояниях, ббльших этих размеров, турбулент-1юсть практически отсутствует и движение можно считать ламинарным. [c.162]

T. e. Основной масштаб турбулентности растёт пропорционально Эти результаты были получены А. И. Колмогорошм (1941). [c.178]

При достаточно больших значениях числа Рейнольдса сопутствующее горению движение газа в трубе становится турбулентным, что в свою очередь оказывает обратное действие на вызвавшее движение пламя. Согласно К. И. Щелкану структура зоны горения имеет при этом следующий характер. Турбулентные пульсации, основной масштаб которых велик по сравнению с обычной толщиной пламени 8, приводят к нерегулярному искривлению его фронта. Это искривление может быть весьма значительным, поскольку степень устойчивости фронта по отношению к его деформациям согласно сказанному выше, вероятно, невелика. В результате возникает сравнительнэ широкая зона горения , представляющая собой нерегулярно сложенный в гармошку тонкий фронт пламени. Скорость горения при этом значительно возрастает за счёт значительного увеличения общей поверхности, на которой оно фактически происходит. Следует заметить, что описанная картина существенно отличается от той, которая должна была бы возникнуть в результате автотурбулизации пламени зона горения представляла бы собой однородную область, активно перемешиваемую турбулентными пульсациями малых по сравнению с радиусом трубы масштабов. [c.581]

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]

Рассмотрим подробнее характер накладывающегося на усредненный поток нерегулярного, пульсационного, движения. Это двил<ение можно в свою очередь качественно рассматривать как результат наложения движений (турбулентных пульсаций) различных, как мы будем говорить, масштабов (под масштабом движения подразумевается порядок величины тех расстояний, на протяжении которых существенно меняется Kopo ib движения). По мере возрастания числа Рейнольдса появляются сначала крупномасштабные пульсации чем меньше масштаб движения, те. 1 позже такие пульсации появляются. При очень больших числах Рейнольдса в турбулентном потоке присутствуют пульсации с масштабами от самых больших до очень малых. Основную же роль в турбулентном потоке играют крупномасштабные пульсации, масштаб которых — порядка величины характеристических длин, определяющих размеры области, в которой происходит турбулентное движение в дальнейшем будем обозначать порядок величины этого основного (или внешнего) масштаба турбулентного движения посредством /. Эти крупномасштабные движения обладают наибольшими амплитудами. Их скорость по порядку величины сравнима с изменениями Ли средней скорости на протяжении расстояний I (мы говорим здесь о порядке величины не самой скорости, а ее изменения, поскольку именно оно характеризует скорость турбулентного движения абсолютная же величина средней скорости может быть произвольной в зависимости от того, в какой системе отсчета рассматривается движение) ). Что же касается частот этих крупномасштабных пульсаций, то они — порядка отношения и/1 средней скорости и (а не ее изменения А ) к размерам /. Действительно, частота определяет период повторяемости картины движения, наблюдаемой из некоторой неподвижной системы отсчёта. Но относительно такой системы вся эта картина движется вместе со всей исид-костью со скоростью порядка и. [c.185]

На величину критического числа Рейнольдса влияет также интенсивность турбулентности е внешнего потока, определяемая отношением среднего квадратичного значения пульсации скорости к средней скорости. Согласно имеющимся экспериментальным данным, при малых значениях е (е<0,1%) Ккр не зависит от интенсивности турбулентностп внешнего потока, и основной причиной возникновения перехода является потеря устойчивости. При 6 >0,1 % возрастание интенсивности турбулентностп внешнего потока приводит к значительному сокращению ламинарного участка течения (например, при е = 1 % протяженность ламинарного участка на плоской пластине почти в 4 раза меньше, чем при е = 0,1%). Еще более сложным образом на переход влияют масштаб турбулентности и шероховатость обтекаемой поверхности. [c.314]

Консервативность некоторых основных характеристик пристенной турбулентности, энергетическая классификация характерных масштабов в турбулентном потоке и анализ имеющихся экспериментальных данных позволяют дать формулировку проблемы собственно пристенной турбулентности в виде автономной задачи Л. Працдгля, приближенное решение которой удается построить аналитическими средствами линейной теории гидродинамической устойчивости /67/. [c.35]

Пульсационное движение является следствием собственного движения турбулентных образований, которые налагаются на основное движение. Эти объемы ( крупные вихри ) имеют различные размеры, которые характеризуют пространственный масштаб турбулентности. Наряду с пространственным рассматривается временной масштаб турбулентности, характеризуюший среднее время, необходимое для прохождения области возмущения ( вихря ) через фиксированную точку пространства. [c.257]

Результаты численного исследования масштабов турбулентности в функции гидродинамических факторов приведены в табл. 1. В результате анализа варианта VII стохастической модели установлено, что нормированное значение макромасштаба L/Dr зависит в основном от параметров D (xw) и м (Хп) = м ixln) - [c.85]

Опытная установка и методика измерений описаны в / 4,5 Степень турбулентности потоками, оцененная по продольной и попереч -ной к<яшонентам пульсации скорости, изменялась от 0,3J до 25 относительные продольные масштабы турбулентности определён-вне по спектральноцу распределению продольной компоненты пульсации скорости, изменялись от 0,35 до 1,65 при Ти= 2,6 и 23% соответ -ственно. Основные опыты проводились в диапазоне чисел Вв (по око -рости перед цилиндром и его диаметру) 2.I0 -8.I0 при загрсяюидении q = 0,25. [c.110]

Смешение газа и воздуха в зависимости от характера их движения (ламинарного или турбулентного) происходит либо путем одной только молекулярной диффузии (за счет теплового движения молекул), либо путем турбулентной диффузии. В последнем случае турбулентный массообмен, происходящий между газовым потоком и воздухом (будь то неподвижная воздушная среда или спутный воздушный поток), интенсифицирует процесс смешения, так как перенос реагирующих масс происходит путем взаимопроникновения довольно больших газовых объемов (молей), отличающихся друг от друга величиной и скоростью, а также направлением движения. Однако высокие скорости химического реагирования, соответствующие огромным числам взаимных столкновений молекул, реализуются лишь в том случае, когда молекулы топлива и кислорода подведены друг к другу (при определенном температурном уровне) на расстояние I менее (5 6) А,, где X — длина свободного пробега молекул, т. е. 10 см. Следовательно, за счет одной только турбулентной диф- фузни нельзя обеспечить молекулярный контакт основной массы горючего газа и кислорода. Как бы ни была велика скорость движения потока и как бы умело ни использо- вались турбулизирующие средства (закручивание потоков, дробление струй и т. п.), масштаб турбулентности в поточных камерах заведомо превосходит указанную выше величину порядка (5 6) 10 см. Следовательно, для оценки времени полного смешения газовых масс необходимо учитывать как время уничтожения дрейфующих клочкообразных масс турбулентного потока, так и время уничтожения молекулярной неоднородности [Л. 64]. Длитель- [c.71]

Основными преимуществами термоанемометров являются малые размеры датчиков (нить диаметром от 2 до 50 мкм и длиной, меньшей масштаба турбулентности), имеющие достаточную прочность, обеспечивающие необходимую точность измерений и позволяющие производить локальные измерения без возмущения набегающего потока, а также практическая безынерционность, стабильность и чувствительность к незначительным изменениям пульсации. Термоанемометры дают возможность измерять пульсации скорости с частотой до 150 кГц. Поэтому термоанемометр для количественных измерений турбулентных потоков является наиболее распространенным прибором. [c.266]

Нерегулярное пульсационное движение можно качественно рассматривать как результат наложения пульсаций различных масштабов. Под масштабом турбулентности подразумевается порядок величин тех расстояний, на протяжении которых существенно меняется скорость движения. При очень больших числах Рейнольдса в турбулентном потоке присутствуют пульсации с масштабами от самых больших до очень малых. Основную роль играют крупномасштабные пульсации, масштаб которых всего в несколько раз меньше, чем характерные ра шеры области течения I, а скорость в несколько раз меньше, чем изменения средней скорости Д V на протяжении расстояния /, Частоты крупномасштабных пульсаций имеют порядок отношения средней скорости к размеру области течения I. Мелкомасштабные пульсации, соответствующие большим частотам, участвуют в турбулентном потоке со значительно меньшими амплитудами. Однако только здесь становится существенной вязкость жидкости. Из гэписанной выше качественной картины структуры турбулентного потока становится ясным, что высокую информативность должны иметь корреляционные функции скоростей. Они являются количественной характеристикой связи между значениями скоростей в двух достаточно близких точках потока. [c.84]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...