Уравнения турбулентного движения несжимаемой жидкости

УРАВНЕНИЯ ТУРБУЛЕНТНОГО ДВИЖЕНИЯ НЕСЖИМАЕМОЙ ЖИДКОСТИ [c.16]

Турбулентное течение жидкости в трубе. Чтобы получить осредненное уравнение стационарного турбулентного движения несжимаемой жидкости в цилиндрической трубе постоянного сечения, воспользуемся уравнениями Навье-Стокса и неразрывности в цилиндрических координатах. Так как [c.423]

Уравнения (11.77) — (11.79) описывают стационарное турбулентное движение несжимаемой жидкости в цилиндрической трубе. [c.424]

Теплообмен при турбулентном течении жидкости по трубе. Чтобы установить осредненное уравнение переноса теплоты при турбулентном движении несжимаемой жидкости по цилиндрической трубе, будем исходить из общего уравнения переноса теплоты [c.458]

УРАВНЕНИЯ РЕЙНОЛЬДСА ДЛЯ РАЗВИТОГО ТУРБУЛЕНТНОГО ДВИЖЕНИЯ НЕСЖИМАЕМОЙ ЖИДКОСТИ [c.89]

Уравнения осредненного турбулентного движения несжимаемой жидкости отличаются от уравнений действительного движения тем, что, кроме вязких напряжений, содержат дополнительные (рейнольд-совы) напряжения, которые, как и вязкие напряжения, образуют [c.16]

Уравнение (9-5) получено для турбулентного движения несжимаемой жидкости вдоль плоской стенки. При его выводе учтено только турбулентное касательное напряжение. [c.226]

Пользуясь частью постулированными, частью выведенными из определения закона осреднения (6) свойствами ), можно получить дифференциальные уравнения осредненного движения несжимаемой жидкости. Следует лишь предположить, как это и сделал Рейнольдс, что действительное (актуальное) движение, несмотря на всю его иррегулярность и влияние на него случайных обстоятельств, связанных с предысторией потока, все же строго описывается уравнениями Стокса. В этом простом, но далеко не очевидном допущении заключается основная идея общего подхода к описанию турбулентных движений, выдвинутая Рейнольдсом. Надо заметить, что попытки создания чисто статистической теории турбулентных движений, не опирающейся на уравнения Стокса, не привели к сколько-нибудь существенным результатам. [c.546]

Уравнение энергии для турбулентного движения несжимаемой жидкости можно записать в виде [c.153]

Для турбулентного течения несжимаемой жидкости проекции уравнения движения на оси координат можно записать через параметры осредненного движения [c.264]

При турбулентном неизотермическом течении в трубах и каналах падение давления при движении несжимаемой жидкости определяется также по уравнению (20-2). [c.461]

Используя понятие турбулентной вязкости, уравнение движения для нестационарного стабилизированного движения несжимаемой жидкости можно записать аналогично, как и в случае ламинарного режима течения [c.186]

Уравнения движения, выраженные через осред-ненные скорости (уравнения Рейнольдса), для турбулентного неустановившегося движения несжимаемой жидкости имеют вид [c.19]

При принятом распределении скорости (12-81) уравнение (12-84) имеет место при равенстве толщин динамического и теплового пограничных слоев (6=Л). Это условие выполняется при безградиентном течении несжимаемой жидкости и при равенстве единице ламинарного и турбулентного чисел Прандтля. Однако автор работы [Л. 215] распространил распределение температуры (12-84) на градиентное движение несжимаемой жидкости, где б= Л. [c.437]

Перейдем теперь к выводу основных динамических уравнений для корреляционных функций изотропной турбулентности. За исключением 20 настоящей главы, мы всюду будем предполагать, что речь идет о турбулентности в несжимаемой жидкости, движение которой описывается уравнениями Навье — Стокса (1.6) (без внешних сил Xi) и уравнением неразрывности (1.5). Ограничимся пока случаем пространственных корреляционных функций, относящихся к определенному моменту времени t, и начнем с рассмотрения функций, содержащих лишь значения поля скорости (дс, )= и,(дс, t), и х, t), из(дс,.. ) . [c.106]

Задача об изменении гидравлического сопротивления трубы при неустановившемся турбулентном движении жидкости является настолько сложной, что попытки сколько-нибудь строгого ее решения до сих пор встречают непреодолимые трудности. Это связано в основном с неизвестностью законов, которым подчиняется турбулентность в неустановившемся потоке. При ряде предположений оказываются возможными только приближенные оценки изменения гидравлического сопротивления трубы. Одно из исходных предположений состоит в том, что характерное для исследуемого неустановившегося процесса время намного превосходит период турбулентных пульсаций. В этом случае могут использоваться уравнения Рейнольдса осредненного турбулентного движения жидкости. При осесимметричном потоке с пренебрежимо малым изменением давления по радиусу сечения трубы уравнения Рейнольдса для движения несжимаемой жидкости, записанные в цилиндрических координатах г и л , имеют вид [35] [c.208]

Рассмотрим квазиустановившееся турбулентное движение несжимаемой вязкой жидкости при отсутствии массовых сил. Полная система уравнений в этом случае состоит из уравнений неразрывности (3.19). и Навье—Стокса (4.35). Из уравнения (4.35) исключим равные нулю массовые силы X=Y=Z=0) и члены, учитывающие сжимаемость жидкости (div W=0). Левые части этих уравнений преобразуем с помощью уравнения (3.19) и получим [c.121]

Уравнение движения турбулентного двухмерного пограничного слоя для стационарного течения несжимаемой жидкости вдоль пластины (dp/d = 0 для х-компонента) без учета диссипативной [c.129]

Сопоставляя уравнения движения для турбулентного пограничного слоя (7.54) и для ламинарного (7.56), замечаем, что в первом появился дополнительный член, который представляет собой кажущееся напряжение или турбулентное касательное напряжение в несжимаемой жидкости [c.130]

Уравнение движения турбулентного двумерного пограничного слоя для стационарного течения несжимаемой жидкости вдоль [c.277]

Такая система (2-7) — (2-76) и есть дифференциальное уравнение движения несжимаемой вязкой жидкости —уравнение Навье— Стокса. Это уравнение справедливо как для ламинарного, так и турбулентного движения. [c.40]

При рассмотрении установившегося турбулентного движения несжимаемой жидкости Б плоской трубе в предшествующем параграфе логарифмический профиль распределения скоростей был установлен в предположении, что касательное напряжение всюду постоянно и что путь перемешивания зависит линейно от расстояния от стенки. Однако тот же профиль распределения скоростей можно получить и не прибегая к указанным специфическим предположениям, а воспользовавшись основными соотношениями для турбулентного трения и для линейного масштаба полей пульсаций. В самом деле, составляя уравнение равновесия сил осреднённого давления и турбулентного трения на элементарный объём жидкости, можно получить уравнение [c.477]

З равненпя (59) называются уравнениямп Рейнольдса для осредненного турбулентного движения несжимаемой жидкости они были выведены Рейнольдсом в 1895 г. Этп уравнения можно рассматривать как своего рода обобщение уравнений Навье-Стокса на случай турбулентного двшкения. В самом деле, еслп пульсации скорости" в потоке отсутствуют, то последние три слагаемых в каждом из этих уравнений отпадают, осредненные вс.личины в этом случае совпадают с актуальными, и из уравиенип Рейнольдса получаются уравнения Навье-Стокса, как частный случай. [c.546]

Ясно, что линии тока не могут выходить из области течения в которой вихрь скорости отличен от нуля, т. е. из области турбулентного следа (но они могут входить в след из области потенциального течения). В то же время турбулентные пульсации скорости могут проникать из следа в область потенциального движения, но со значительным ослаблением. Действительно, в случае потенциального движения несжимаемой жидкости уравнения движения в форме (1.7) будут удовлетворяться тождественно поэтому течение будет описываться одним лишь условием несжимаемости (1.5), эквивалентным уравнению Лапласа Дф = 0 относительно потенциала скорости ф (определяющего скорость соотношением йф/ Хг). Пусть г обозначает координату поперек следа тогда поле ф(х, (/, г) удобно разложить на компоненты вида ф = фо(г) X кхх- кчу) Из уравнения Аф=0 следует, что с1 (р1с1г = к о, где [c.72]

Эта форма динамического уравнения для Ч [г(й, )] была приведена в статье Льюиса и Крейчнана (1962). Некоторые формы динамического уравнения для пространственно-временного характеристического функционала были также еще раньше указаны Бассом (1953). Заметим, наконец, что динамическое уравнение для пространственно-временного характеристического функционала случайной функции (л , ), описывающей смещения жидких частиц в турбулентном потоке, вытекающее из лагранжевых уравнений движения несжимаемой жидкости (см. часть 1, п. 9.1), выведено в работе Монина (1962г). [c.631]

Уравнение (1.90) отличается от соответствующего уравнения баланса турбулентной энергии несжимаемой жидкости, выведенного А. Н. Колмо-горовым, и от такого же уравнения для сжимаемой жидкости моментами вида ф / описывающими изменение энергии в точке потока от изменения концентрации (пульсации концентрации). Это существенное отличие, так как члены указанного вида, как будет показано ниже, описывают превращение пульсационного движения, связанного с пульсацией концентрации, в среднее движение. [c.43]

Для ламинарного пограничного слоя как несжимаемой жидкости, так и сжимаемого газа при переменном давлении во внешнем потоке суп] ествуют различные методы расчета. Наиболее точные методы основываются на численном интегрировании дифференциальных уравнений и требуют применения вычислительных машин. Для турбулентного пограничного слоя несжимаемой жидкости разработаны приближенные, полуэмпириче-ские методы расчета. В случае небольшого градиента давления во внешнем потоке расчет турбулентного пограничного слоя сжимаемой жидкости может быть произведен при условии, что влияние градиента давления учитывается лишь в интегральном соотношении количества движения (59). При этом считается, что профили скорости и температуры, а также зависимость напряжения трения от характерной толщины пограничного слоя имеют такой же вид, как и в случае обтекания плоской пластины. [c.338]

Уравнение (5.23) с равным основанием можно применять для линий тока ламинарного и осредненного турбулентного течений (см. п. 5.4), учитывая лишь различия в способах выражения члена к . В дальнейшем будем использовать его только для неустано-вившихся течений, в которых форма линий тока не изменяется во времени. К таким течениям относится большинство потоков несжимаемой жидкости в трубах и каналах с жесткими (недефор-мируемыми) стенками. Для них уравнение (5.23) можно распространить на поток конечных размеров подобно тому, как это было сделано для установившегося движения. Выполним необходимые операции с инерционным напором h l, имея в виду, что усреднение остальных членов не отличается от аналогичного усреднения членов уравнения Бернулли для установившегося движения. [c.188]

Длину участка тепловой стабилизации при ламинарном течении жидкости с постоянными теплофизическими свойствами и температурой на входе i = idem) для гидродинамически стабилизированного движения можно определить по формуле /нт/й = 0,055 Ре, при турбулентном движении /нт= (10ч-15) . Теплообмен в потоке несжимаемой жидкости описывается системой уравнений (17.14) (17.20) (17.22) и уравнением теплоотдачи. [c.300]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...