Основные зависимости для турбулентных потоков

Турбулентное движение жидкости, являющееся наиболее распространенным в природе и технике, представляет в то же время одно из сложнейших гидравлических явлений. Несмотря на многочисленные исследования в этой области строгая теория турбулентного режима движения до настоящего времени еще не создана, поэтому при решении практических задач наряду с использованием отдельных теорий и положений приходится широко пользоваться экспериментальными данными и эмпирическими формулами. Для описания основных закономерностей турбулентного движения и установления расчетных зависимостей в гидродинамике широкое распространение получила полуэмпирическая теория Прандтля— Кармана, созданная ими на основе схематизированной модели турбулентного потока. [c.76]

Получаемые таким путем формулы не вполне удовлетворительны, так как хотя и дают хорошее соответствие экспериментам для турбулентного ядра течения, но не удовлетворяют некоторым естественным условиям (например, равенству нулю градиента скорости на оси трубы). Усилия многих исследователей были направлены поэтому на уточнение полуэмпирических теорий, в первую очередь путем учета молекулярной вязкости в турбулентном ядре. В этом направлении достигнуты определенные успехи. В частности, получены достаточно удобные расчетные зависимости для коэффициентов сопротивления, применимые в широком диапазоне изменения параметров. Тем не менее не потеряли своего значения и основные результаты основоположников полуэмпирических теорий, поскольку ими были установлены фундаментальные закономерности течения в трубах. Одной из таких фундаментальных закономерностей является логарифмический закон распределения скоростей турбулентного потока в круглой цилиндрической трубе, к обоснованию которого мы и перейдем. [c.169]

В некоторых случаях для анализа теплопередачи в пристеночном слое движущегося расплава (см., например, 1 и 14) целесообразно рассматривать эффективную теплопроводность как функцию расстояния от внешней границы расплава (х ). Пользуясь методикой [17], примем двухслойную гидродинамическую систему, состоящую из ламинарного подслоя толщиной 5д и турбулентного потока с логарифмическим распределением скорости в пристеночной области. В ламинарном подслое (т.е. при х < 5д) принимаем Хд = X. Вне этого слоя допускаем подобие турбулентной теплопроводности Хх и турбулентной вязкости Их. Можно показать, что в этом случае Хх/Х = (г/гo) fJ где К — коэффициент пропорциональности м . Основное падение температуры происходит в относительно тонком слое жидкости вблизи стенки. Поэтому с небольшой погрешностью примем г/гд = 1. В результате получаем искомую зависимость для слоя х > 5 л [c.53]

Уравнения переноса массы и тепла при ламинарном и турбулентном течениях однофазных или двухфазных теплоносителей в каналах выводятся из основных законов физики сохранения массы, сохранения энергии, вязкого трения Ньютона, теплопроводности Фурье. Здесь и далее не будут затрагиваться вопросы переноса в жидкостях, законы трения в которых не подчиняются закону Ньютона (т = (Г ди ду). Уравнения неразрывности, движения и переноса тепла с учетом зависимости свойств от параметров теплоносителя образуют систему, представляющую основу для расчета полей скорости и температуры. Эта система является замкнутой для ламинарного режима течения. Для турбулентных режимов течения приходится прибегать к гипотезам или построению полуэмпирических моделей, позволяющих замкнуть систему уравнений. Для течений двухфазного потока, особенно в условиях кипения или конденсации, эмпирический подход до настоящего времени преобладает. [c.9]

В [2] предложена зависимость для расчета константы осаждения в турбулентном потоке, выведенная на основе аналогии Рейнольдса. На наш взгляд, правомерность такого подхода представляется спорной по двум обстоятельствам а) аналогия Рейнольдса, строго говоря, может применяться только для молекулярных форм продуктов коррозии, так как не учитывает инерционный эффект, существенно влияющий на перенос частиц из ядра турбулентного потока к стенке. В зависимости от скорости потока, температуры и размера частиц их массоперенос [в формуле (2) характеризуемый коэффициентом К ч] может быть на несколько порядков меньше или, наоборот, на несколько порядков выше, чем перенос молекулярных форм продуктов коррозии б) как уже обсуждалось выше, процесс осаждения частиц контролируется стадией освобождения от гидратных оболочек, происходящей на стенке, а не массопереносом из ядра потока. Поэтому в условиях развитого турбулентного потока константа осаждения мало зависит от скорости и коэффициента трения, а, как следует из формулы (5), в основном зависит от температуры и размера частиц. [c.130]

Турбулентный поток характеризуется наличием пограничного ламинарного слоя весьма малой толщины. Для труб, в зависимости от числа Рейнольдса основного потока, толщина пограничного слоя в миллиметрах 1 определяется по следующей табличке. [c.135]

Влияние длины дуги на напряженность электрического поля проявляется в основном через возмущение плазменного потока. Для ламинарных потоков газа при отсутствии различных нестабильностей горения дуги напряженность электрического поля, несмотря на изменение длины дуги, остается неизменной. В турбулентных потоках газа и особенно в дугах с пространственной нестабильностью, зависящей от длины дуги [25], наблюдались изменения напряженности электрического поля в зависимости от длины дуги. [c.124]

Во многих случаях утечки жидкости через кольцевые зазоры между поршнем и цилиндром, через сальники и т. п. можно отнести к ламинарному течению и исследовать их как ламинарный поток. Результаты исследований для некоторых аналогичных случаев приведены на фиг. 3.6. При больших Ке в потоке могут наблюдаться случайные поперечные движения частиц жидкости, наложенные на основное продольное движение. Поток уже не содержит устойчивых линий тока. Для этих условий зависимость между напряжениями сдвига и градиентом скорости чрезвычайно сложна и не существует точного, теоретически обоснованного описания этого явления. Для этого случая наиболее удобно выражать напряжения сдвига в виде т=/д(]/ /2), где f — коэффициент трения. Для трубы коэффициент трения f является функцией Ке, шероховатости стенок трубы и расстояния от входа в трубу. Основные сведения о коэффициенте трения [ турбулентного потока относятся к экспериментальным данным. Величина этого [c.71]

Полуэмпирические теории турбулентности строятся на основе аналогии между турбулентностью и молекулярным хаосом. В них основную роль играют такие понятия, как путь перемешивания (аналог средней длины свободного пробега молекул), интенсивность турбулентности (аналог средней скорости движения молекул), коэффициенты турбулентной вязкости, теплопроводности и диффузии. На основе той же аналогии делается предположение о существовании линейной зависимости между тензором турбулентных напряжений и тензором средних скоростей деформации, а также турбулентным потоком тепла (или пассивной примеси) и средним градиентом температуры (или концентрации примеси). Эти предполагаемые зависимости дополняются затем еще некоторыми гипотетическими закономерностями, общий вид которых устанавливается с помощью качественных физических рассуждений или же просто подбирается наудачу из соображений простоты. Далее принятые предположения (или какие-либо простые следствия из них) проверяются на эмпирическом материале, и при этом попутно находятся значения неопределенных постоянных, входящих в используемые полуэмпирические соотношения. Если результаты проверки оказываются удовлетворительными, то полученные выводы распространяются на целый класс турбулентных течений, родственный тем, к которым относились выбранные для проверки теории эмпирические данные. [c.19]

Турбулентный пограничный слой. Для турбулентного течения профиль скорости в основной части потока (за исключением вязкого подслоя) можно задать зависимостью [19] [c.330]

В то же время, согласно предложению Кармана, в самом турбулентном пограничном слое (по его толщине) можно выделить следующие три основные подслоя. Подслой ламинарного течения — у самой поверхности переходный подслой и турбулентный пограничный слой. В ламинарном подслое изменение скорости потока в зависимости от расстояния от поверхности происходит по параболическому закону в турбулентном слое — по логарифмическому. Довольно часто для турбулентного пограничного слоя используется закон одной седьмой, т. е. Ыд./ыо = (г//б) - [c.29]

В процессе теплообмена около поверхности пластины формируется тепловой пограничный слой, в пределах которого температура теплоносителя изменяется от значения, равного температуре стенки t , до температуры потока вдали от поверхности (рис. 3-5). Характер распределения температуры в тепловом пограничном слое зависит от режима течения жидкости в динамическом пограничном слое. Сам характер формирования теплового слоя оказывается во многом сходным с характером развития динамического пограничного слоя. Так, при ламинарном пограничном слое отношение толщины динамического б , и теплового слоев зависит только от числа Прандтля, т. е. от теплофизических свойств теплоносителя. Это значит, что зависимость от скорости и расстояния X сохраняется такой же, как и для динамического слоя. При значении Рг = 1 толщины слоев оказываются равными друг другу л- При ламинарном течении перенос теплоты между слоями жидкости, движущимися вдоль поверхности, осуществляется путем теплопроводности. При турбулентном пограничном слое основное изменение температуры происходит в пределах тонкого вязкого подслоя около поверхности, через который теплота переносится также только путем теплопроводности. В турбулентном ядре пограничного слоя из-за интенсивного перемешивания жидкости изменение температуры незначительно и поле температур имеет ровный, пологий характер. Таким образом, как при ламинарном, 72 [c.72]

Таким образом, в зависимости от способа подвода жидкости к входному сечению канала и от числа Рейнольдса пограничный слой в этом сечении может иметь турбулентное или ламинарное течение с последующим переходом в турбулентный режим. В соответствии с этим изменяется и теплоотдача по длине трубы. Если труба короткая, то большая часть ее занята начальным участком с описанными выше сложными явлениями. В длинных трубах влияние этого начального участка невелико и основная часть находится в стабилизированной области, где теплоотдача с длиной трубы изменяется незначительно. Зависимость теплоотдачи от характера и величины гидродинамических возмущений в потоке жидкости широко используется для интенсификации процессов конвективного теплообмена в том случае, когда нельзя увеличить скорость (см. 3-12). [c.135]

Поскольку при современном уровне наших знаний структуры турбулентного течения жидкостей невозможно теоретическое решение задач о трении и теплообмене в турбулентном пограничном слое на пористой поверхности, решающее значение имеет накопление опытных данных о влиянии скорости притока охладителя на касательное напряжение у стенки, профили скорости и толщину ламинарного подслоя при различных газодинамических условиях течения. Выполненные до настоящего времени экспериментальные исследования не дают необходимых данных для широких теоретических обобщений. Основной задачей многих экспериментов являлось установление зависимости между температурой поверхности пористого материала и массовым расходом охладителя при различных скоростях и температурах потока нагретого газа, а также определение коэффициентов трения и теплообмена на стенке в зависимости от расхода охладителя при различных условиях течения. [c.516]

Дифференциальное моделирование позволяет в принципе получать наиболее исчерпывающую информацию о величинах скоростей, температур, концентраций окислителя и продуктов горения, тепловых потоков в каждой точке пространства и времени. Однако чрезвычайная сложность его практической реализации, связанная с трудностями организации самого численного эксперимента, включающими в себя технические и научные проблемы, а также вопросами горения и турбулентности, не позволяет в настоящее время полностью использовать потенциальные возможности, заложенные в самом методе. Основной отличительной чертой дифференцированного метода моделирования является то, что он позволяет получать локальные значения термодинамических параметров пожара. Следовательно, основной областью практического его применения должны быть задачи, решаемые на основе данных о локальных значениях определяющих параметров в условиях, когда интегральные характеристики не позволяют получать необходимые данные. Основной областью практического использования дифференциального метода моделирования являются локальные пожары и начальная стадия пожаров. В зависимости от характера решаемых вопросов, как и при интегральном методе моделирования, различаются внешние и внутренние задачи. Внешние задачи в зависимости от характера описания исследуемого процесса делятся на два вида. Дифференциальная математическая модель с учетом процесса горения [11, 15] используется при условии, если возможно описать процесс горения математической моделью на уровне брутто-реакций, и может быть использована особенно успешно при описании критической для человека стадии пожара. Однако применение этой наиболее полной математической модели ограничено возможностью моделирования процессов горения в реальных условиях, характерных для пожаров. [c.225]

Вдув осуществлялся через единственную тангенциальную щель, расположенную вблизи передней кромки пластины, причем размер щели менялся. Оба потока были турбулентными, а скорости вдува изменялись в широких пределах от много меньшей скорости основного потока до много большей,... поскольку ранее для систем такого рода были необходимы разные корреляционные зависимости, соответствующие скоростям вдува, большим и меньшим скорости одного потока". [c.130]

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]

Указанный метод обработки экспериментальных данных был широко использован также в работах Бекера [64—67], Даклера [103], Ван Вингена [99] и других исследователей. Однако эмпири-ческие зависимости, полученные в этих работах, не могут претендовать на общность хотя бы по той причине, что получены на основании гипотез с весьма искусственными допущениями. Так, например, предположение Мартинелли о том, что можно получить единую зависимость для всей зоны турбулентного течения смеси независимо от структуры потока, не соответствует действительности. В дальнейшем будет показано, как с изменением структуры течения смеси резко меняются закономерности изменения основных гидравлических параметров — истинного газосодержания и коэффициента сопротивления, вследствие чего практически исключается возможность построения единой гидравлической модели всево.зможных структур течения. [c.10]

Первая задача — это определение шума турбулентного пограничного слоя в волновой зоне, вдали от самих источников шума. В этом случае можно считать, что генерация шума происходит за счет нестационарного турбулентного потока в пограничном слое. Для нахождения интенсивности этого шума следует воспользоваться основным уравнением (11.1) теории аэродинамической генерации звука при наличии твердых тел в потоке. При этом конкретные условия постановки этой задачи значительно различаются в зависимости от того, как ведет себя поверхность тела под действием приложенных со стороны жидкости сил, имеющих случайный характер. Эта поверхность может быть акустически жесткой и, таким образом, не будет совершать колебания под действием этих сил поверхность может быть акустически мягкой, и тогда пульсации давления в турбулентном пограничном слое будут переизлучать-ся ею в виде истинного звука наконец, поверхность может быть упругой и в ней (например в оболочке) будут распространяться под действием сторонних сил различные типы упругих волн (см. 1 этой главы). [c.444]

Распределение скорости в следах. Для анализа распределения скорости в зоне установившегося течения в следе может быть снова использовано прандтлевское представление о длине пути перемешивания, выражающее распределение турбулентного сдвига. Ход исследования в основном тот же, что и для смешивающихся потоков, но с некоторыми изменениями. Например, допущение о подобии эпюр скоростей [уравнение (270)] переписывается на основе установленной зависимости b п Ud от х. Следуя указаниям Шлихтинга, для упрощения дальнейшего анализа вместо X и у используются безразмерные координаты х = = х/ СвЬо) и у =у (СвЬо) Критерий подобия записывается тогда так [c.351]

Основное значение для элементов рассматриваемого типа, если иметь в виду возможности их использования в области автоматики, имеет характеристика изменения суммарного расхода воздуха Р2 = Ро+Рь или, если исчислять его не в объемных, а в весовых единицах, 62 = 00+61 в функции от избыточного давления управления р1. Методика расчета этой характеристики рассмотрена в работе [83], причем учитывается возможность работы струйного вихревого элемента с большими перепадами давлений, при которых истечение из канала управления и пз выходного канала может быть докритическим или надкритическим. Исходной точкой данной характеристики является точка, определяемая из условия р1 = 0, отвечающая режиму течения воздуха через камеру без завихривания. При достаточно большом проходном сечении на входе потока в камеру и относительно небольшой длине выходного канала рассматриваемая точка характеристики в основном определяется площадью сечения на выходе, равной = лг , и коэффициентом расхода выходного канала. Зависимость расхода воздуха через выходной канал от отношения абсолютного давления в камере к абсолютному давлению за выходным каналом определяется при этом аналогично тому, как это делается для турбулентных дросселей. Другие точки рассматриваемой характеристики, получаемые при [c.219]

Исследования интенсивности скачков 1, отходягцих вверх по потоку при ламинарном слое на обтекаемой стенке, были проведены с помогцью интерферометра нри числе Моо = 2.05. Оказалось, что как в случае отражения скачка от ламинарного пограничного слоя, так и в случае образования скачка на изломе стенки, интенсивность скачков 1 (рис. 7) не зависит от интенсивности надаюгцего скачка или угла излома стенки. Экснериментальные результаты показаны на рис. 17 в виде зависимости отношения давлений Р1/Ри в скачке 1 от отношения давлений Р2/Рп в основном скачке на стенке в соответствуюгцем эксперименте нри отсутствии пограничного слоя. В отличие от результатов, полученных для турбулентного пограничного слоя, данные результаты обнаруживают тенденцию роста интенсивности скачка 1 с уменьшением числа Ке1 . Наряду со скачками 1 в случае ламинарного пограничного слоя вверх но потоку отходят также скачки 1 [c.122]

Работы второй группы основываются на использовании теории турбулентности Кармана или Прандтля. Кроме того, обычно задаются профилем напряжения трения или скорости поперек пограничного слоя (например, в виде полинома, коэффициенты которого определяются из граничных условий на стенке и на внешней границе пограничного слоя). Получаемые таким образом соотношения вместе с уравнением движения образуют замкнутую систему, позволяюгцую определить все необходимые величины. Основные недостатки работ этой группы связаны с недостатками теории турбулентности. Прежде всего во всех работах используется понятие ламинарного подслоя, введенное, строго говоря, только для потоков без градиента давления. При сверхзвуковых скоростях и размерах моделей, с которыми обычно имеют дело, понятие ламинарного подслоя в ряде случаев теряет всякий смысл, так как толгцина ламинарного подслоя может оказаться меньшей, чем шероховатости на поверхности модели. Наконец, как показывают все эксперименты, используемые зависимости для пути смегцения (но Карману или по Прандтлю) не справедливы в области больших положительных градиентов давления, т.е. в области, близкой к отрыву. [c.133]

В большинстве случаев при теоретических и экспериментальных исследованиях дуги в канале плазмотрона используется идеализированная модель дугового разряда. Так, в плазмотронах с продольной дугой предполагается, что дуга горит по оси дугового канала и колебания параметров плазменной струи обусловлены, в основном, процессами шунтирования приэлектродных участков дуги или процессами взаимодействия турбулентного потока газа со столбом дуги, приводящими к ее колебаниям и в некоторых случаях к дроблению токопроводящей области. Для более точного определения характера изменения тепловых характеристик дуговых плазмотронов в зависимости от различных параметров ниже расс.мотрены особенности горения электрической дуги в цилиндрическом канале с продольны. потоком газа. [c.128]

Потери энергии в прыжке. С XIX в. выдвигались различные гипотезы относительно причин возникновения потерь энергии в прыжке и предлагались различные методы их определения. Так, Беланже и Буа-ло полагали, что потери энергии в прыжке эквивалентны потерям на удар при внезапном расширении. Согласно гипотезе Буссинеска, потери энергии в прыжке объясняются возникновением сил трения на граничных поверхностях русла. Ребок высказал предположение, что затрата энергии на поддержание циркуляционного движения в водоворотной зоне эквивалентна потерям энергии в прыжке и т. д. Такого рода гипотезы не позволяли раскрыть физическую сущность весьма сложного явления, каким представляется гидравлический прыжок, а давали лишь математические зависимости, которые в одних случаях удовлетворительно подтверждались опытными данными, а в других случаях давали большие отклонения от действительности. Крупные успехи в раскрытии механизма турбулентных потоков, достигнутые благодаря выдающимся работам акад. А. Н. Колмогорова и его учеников, позволяют по-новому рассмотреть явление гидравлического прыжка. Исследования В. М. Мак-кавеева, Стивенса, А. Н. Рахманова, Д. И. Кумина, Т. Г. Войнича-Сяноженцкого и других показывают, что на участке гидравлического прыжка происходит интенсивное турбулентное перемешивание жидкости. Это перемешивание вызывается прониканием из воДоворотной зоны в транзитную крупных вихревых образований в виде добавочных дискретных масс жидкости. Основной поток затрачивает значительную часть энергии на обтекание этих масс жидкости и передачу им количества движения для осреднения движения. Эти же дискретные массы жидкости порождают макротурбулентное движение. [c.330]

В [6.49] продолжены исследования [6.48] по изучению реакции при галопировании, а также выявлены три основных типа зависимости Ср от а и соответствующая им амплитуда реакции при галопировании а как функция приведенной скорости UIDai (см. рис. 6.11). Отмечено, что единственно возможные колебательные движения — это движения с амплитудами а, которые показаны сплошными линиями на рис. 6.11. В [6.49] также исследованы реакции протяженных трехмерных тел с помощью рассмотренной выше теории для двумерного потока и описано влияние турбулентности потока на галопирование. Отмечено, что одни и те же факторы могут оказывать различное влияние на осредненные значения l и Со в зависимости от масштабов и вида спектра турбулентности потока. Например, в зависимости от конкретных обстоятельств турбулентность может способствовать или препятст вовать созданию необходимых условий для возникновения галопирования. Наконец, в [6.49] выявлено, что если начальное возмущение больше амплитуды установившихся колебаний, то могут быть случаи галопирования, для которых критерий Ден-Рартога не удовлетворяется. [c.170]

В книге [10], изданной в 1969 г., мы имели основание писать, что общепринятый в США метод обработки и обобщения экспериментальных данных для определения гидравлических сопротивлений при течении двухфазных смесей (метод Мартинелли) в основном отражает закономерность значительного изменения плотности смеси и массового расходного газосодержания, но не характеризует изменения сопротивления трения. Кроме того, предположение Мартинелли о том, что можно получить единую зависимость для всей зоны турбулентного течения смеси независимо от структуры потока, не соответствует действительности. В дальнейшем были определены основные структуры течения смесей и показано, как с изменени- [c.3]

Чем больше силы трения в реальной жидкости, тем больше, при равных прочих условиях, потери напора hj-. Между силами трения и потерями напора hf (т. е. работой сил трения) существует, естественно, определенная зависимость. Зная распределение в потоке напряжений х, а также скоростей и (дающих нам величину перемещений частиц жидкости), мы могли бы подсчитать работу сил трения и тем самым определить потери напора. Однако такая задача является весьма трудной, в частности, в связи с тем, что поле скоростей и нам часто бывает неизвестным. Здесь приходится идти особыми приближенными путями, освещаемыми ниже. При этом, рассматривая вначале простейший случай движения жидкости — установившееся равномерное движение (местные потери отсутствуют) — мы пользуемся особым уравнением, которое дает связь только между силами трения и потерями напора. Это достаточно точное уравнение принято называть основным уравнением установившегося равномерного движения жидкости (см. 4-2). На основании этого уравнения, а также на основании законов Ньютона о силах внутреннего трения (см. 4-3), мы далее и устанавливаем необходимую нам зависимость, связывающую потери напора и скорости движения жидкости. Этот вопрос достаточно хорошо решается теоретически для простейших случаев ламинарного движения (см. 4-4 и 4-5). В случае турбулентного режима приходится прибегать к использованию некоторых экспериментальных коэффищ1ентов, вводимых в теоретический анализ. [c.130]

Данные о критических числах Рейнольдса в основном получены в опытах с воздухом. Если Ти<0,1%, значение нижнего критического числа Рейнольдса ReKpi не зависит от степени турбулентности набегающего потока и для изотермического течения равно 3,1-Ю [Л. 51, 52]. По данным Л. М. Зысиной-Моложен для случая продольного без-градиентного омывания пластины воздушным потоком зависимость Кекр от Ти и температурного фактора Т с/Т о может быть описана уравнением [c.191]

Таким образом, применительно к затупленным телам основная задача расчета состоит в том, чтобы определить, как далеко вдоль боковой поверхности будет происходить перетекание пленки и где сдвигающие усилия потока окажутся столь невелики, что весь унос будет происходить в газообразном виде, т. е. прекратится процесс оплавления. Конечно, ответ на этот вопрос суш,е-ственно зависит от вязкости расплавленного стекла. В работе [Л. 8-2] приведены примеры расчетов для кварцевого стекла при различных условиях обтекания, в том числе и при смене режима течения в пограничном слое с ламинарного на турбулентный. Из рис. 8-27 видно, что расплавленная пленка практически не обладает инерцией как только сдвигающие напряжения аэродинамического обтекания становятся малыми, течение расплава прекращается и двумерностью переноса тепла можно пренебречь. Действительно, градиент температуры вдоль поверхности при xjR>2 уже не превышает 250 К/м. Однако даже максимальное отмеченное значение продольного градиента температуры (dTJdx) не превысило 2% градиента температуры по толщине пленки (дТ1ду)ю- Это подтверждает правильность представления вязкости в виде зависимости только от координаты у [уравнение (8-33) ]. [c.230]

Режимы течения пленок зависят в основном от числа Re (Re = пл з/ г = W2/1J-2. где /Из = p.jWnjjOj—расход pj — плотность жидкости 62—толщина пленки и л — средне-расходная скорость). В зависимости от величины Re наблюдаются три основных режима течения 1) ламинарный со спокойной поверхностью раздела фаз (Re g50) 2) ламинарный с волнистой поверхностью (50< 300). Кро.ме того, при весьма малых толщинах пленки наблюдается ее распад на отдельные капли или струйки, что зависит от условий смачиваемости и обусловлено капиллярными силами. При больших толщинах пленок и значительных скоростях омывающего потока происходит отрыв гребней и унос потоком большей части жидкости. На рис. 3-12,а показана схема движения иленки по плоской поверхности под действием сил треиня газовой фазы. Здесь же привюдятся ОСНОВНЫЕ обозначения и приближенная но-.ыограмма различных режимов течения жидкости [Л. 224]. Для тонких пленок при ма- [c.59]

Для кубических и призматических тел, а также для плоской пластинки, установленной нормально к потоку, зависимости или, что то же, = >о/ се,=о° качественно одинаковы и носят кризисный характер по числу [10-7—10-10], что также связано с изменением характера обтекания. При небольшом увеличении интенсивности турбулентности набегающего потока коэффициент сопротивления увеличивается (рис. 10-4), что связано с расширением зоны отрыва за телом. С дальнейшим ростом интенсивности турбулентности зона отрыва стабилизируется или несколько сужается вследствие передачи в нее энергии основного потока, что приводит к постоянству или уменьшению лобового сопротивления по сравнению с сопротивлением при малотурбулентном набегающем потоке. [c.473]

Тела, обтекаемые с отрывом потока, относят к плохо обтекаемым. Их сопротивление в основном определяется сопротивлением давления. К плохо обтекаемым телам относятся шар, цилиндр, пластина, поставленная перпендикулярно набегающему потоку, и т. п. В общем случае коэффициент сопротивления Сх зависит от формы тела, состояния его поверхности, режима обтекания, характеризуемого числами Reскоростях потока, гладкой поверхности тела и низкой степени турбулентности набегающего потока величина Сх определяется формой тела, его положением в пространстве и Re. Для таких тел, как шар и поперечно обтекаемый цилиндр, коэффициент С при o= onst зависит только от Re, что хорошо подтверждается опытными данными, приведенными на рис. 6.15. Эта зависимость оказалась достаточно сложной. [c.187]

Сопротивление тел в околозвуковом, сверхзвуковом и гиперзвуковом диапазонах скоростей представляет особую область газовой динамики, которую во вводном курсе осветить невозможно. Поэтому здесь будут приведены лишь некоторые экспериментальные результаты для основных форм обтекаемых тел и некоторые ссылки на более обширные источники информации. Изменение коэффициента сопротивления сфер и цилиндров в зависимости от числа Маха свободного потока в диапазоне от 0,1 до 10 иллюстрируется на рис. 15-29. На этом рисунке показано влияние сжимаемости при числах Рейнольдса как выше, так и ниже того, которое необходимо для перехода в пограничном слое от ламинарного течения к турбулентному. Для чисел Маха больше 0,7 влияние вязкости стаиовится малым, и кривые сливаются. Для сопоставления на рис. 15-30 Л. 14] показаны характеристики сопротивления удлиненной ракеты, корпус которой представляет собой заостренное тело вращения. Это тело имеет очень высокое критическое число Маха (Макр 0,95), и при Ма=3 сила сопротивления, действующая на него, составляет примерно 1/5 от сопротивления сферы с тем же диаметром, что и максимальный диаметр ракеты. Удобообтекаемое с точки зрения дозвукового потока тело, т. е. тело со скругленной передней кромкой, испытывает в сверхзвуковом потоке очень высокие силы сопротивления по сравнению с заостренными телами. [c.428]

Критерий Пекле называют иногда критерием конвективного теплообмена. Чем больще критерий Ре, тем выще доля тепла, переносимого в жидкости за счет конвекции по сравнению с переносом за счет теплопроводности. Критерий Рейнольдса является важнейшей характеристикой состояния потока в частности, критерий Ре показывает, имеет ли место турбулентное или ламинарное течение жидкости при турбулентном течении распределение скоростей по сечению потока зависит от Ре. Критерий Грасгофа характеризует влияние на процесс конвективного теплообмена подъемной силы, возникающей за счет разности плотностей жидкости. Очевидно, при изотермическом течении 0г = 0. Критерий Прандтля характеризует физические свойства жидкости. Так как он целиком составлен из физических параметров, то он и сам является физическим параметром и, следовательно, может являться функцией тех же величин, от которых зависят составляющие его физические параметры. Критерий Рг определенных капельных жидкостей зависит только от температуры, причем для большинства жидкостей эта зависимость в основном аналогична зависимости вязкости (х от температуры, т. е. при увеличении температуры Рг резко уменьшается. Для воды, например, [c.299]

Многочисленными экспериментами было установлено, что R меняется в зависимости от того, как эксперимент обставлен. Именно, если в начальном потоке было очень мало возмущений, то, увеличивая постепенно число Рейнольдса, мы придём к турбулентному движению нескоро, так что R будет велико, напротив, если основной поток сильно возмущён, R имеет малое значение. Заметим ещё, что в то время, как, по-видимому, нет оснований считать, что существует верхняя граница для Rj, (используя всё более и более спокой [c.658]

При построении гидродинамической теории локально изотропной турбулентности прежде всего надо преобразовать динамические уравнения для моментов основных гидродинамических полей к виду, содержащему лишь локальные характеристики. Сделать это совсем нелегко вследствие громоздкости общих уравнений для момгнтов. Поэтому на первых порах целесообразно прибегнуть к следующему эвристическому приему. Воспользуемся тем, что статистический режим мелкомасштабных компонент турбулентности при больших Re не зависит от особенностей макроструктуры потока, сказывающейся лишь на величине параметра е. Отсюда вытекает, что и динамические уравнения для характеристик локально изотропной турбулентности не могут зависеть от характера крупномасштабных турбулентных движений. Таким образом, нам достаточно вывести эти уравнения хотя бы для одного турбулентного течения с достаточно большим Ре, и, следовательно, мы вполне можем ограничиться рассмотрением лишь простейшего случая изотропной турбулентности в безграничном пространстве. Найдя для этого случая связи между локальными характеристиками и учтя, что в силу гипотез подобия Колмогорова указанные характеристики должны быть одинаковыми во всех турбулентных течениях с достаточно большими Ре и одинаковыми значениями е и V, мы сможем считать найденные зависимости универсальными, т. е. одними и теми же для любой локально изотропной турбулентности. После этого, разумеется, будет интересно попытаться вывести полученные соотношения сразу для общего случая (т. е. без предположения об изотропности турбулентности) такой более общий вывод мы рассмотрим в конце настоящего пункта. [c.363]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...