Турбулентное течение на плоской

Турбулентное течение на плоской пластине 362 [c.532]

В работе [ 10 ] для турбулентного течения на плоской пластине при Ье 1 в ламинарном подслое получено уравнение числа [c.159]

Рис. 3-1. Упрощенная модель перехода в пограничном слое из ламинарного в турбулентное течение на плоской пластине.

В работе ([38], ч. 2) приведены результаты исследований структуры турбулентного пограничного слоя, которые позволили получить профили продольной и поперечной составляющих скорости, измерить интенсивность турбулентных пульсаций и касательных напряжений, а также провести спектральный анализ течения на плоской проницаемой пластине при вдуве воздуха. Измерения проводились в дозвуковой аэродинамической трубе со скоростью потока в рабочей части 10 м/с. Параметр вдува перед пористым участком длиной 1030 и щириной 400 мм изменялся в диапазоне 0,05 с [c.461]

В п. 8.2 и 8.3 рассматривается только влияние переноса массы на поверхностное трение и теплопередачу химически не реагирующего сжимаемого газа в турбулентном пограничном слое. Затем мы усложняем теорию, принимая во внимание наряду с эффектами переноса массы эффекты химических реакций. В число химических реакций, рассматриваемых в теории, включаются как реакции, происходящие только между компонентами внешнего потока, так и между ними и компонентами, входящими в пограничный слой в результате передачи массы на поверхности тела, вне зависимости от механизма передачи массы. Полученные результаты будут соответствовать течению на плоской пластине при отсутствии градиента давления. [c.276]

Если не требуется очень большая точность, то можно считать, что и в случае турбулентного течения в плоском канале ширины 2Я[ логарифмическая форма закона дефекта скорости (5.43) также выполняется вплоть до значения z = Hi, отвечающего центру канала (при этом, разумеется. Si должно равняться нулю). Та же формула часто применяется и в случае течения в открытом плоском канале глубины Ни ограниченном сверху свободной поверхностью жидкости (для такого канала максимальная скорость Uo, очевидно, будет достигаться на верхней границе течения, так что и здесь Si = 0). Иногда также в случае открытого канала вместо формулы (5.43) используется следующая формула Кармана (1930) [c.261]

Применим теперь полученные результаты к турбулентному течению жидкости по трубе. Вблизи стенок трубы (на расстояниях, малых по сравнению с ее радиусом а) ее поверхность можно приближенно рассматривать как плоскую и распределение скоростей должно описываться формулой (42,7) или (42,8). Однако ввиду медленного изменения функции In у можно с логарифмической точностью применить формулу (42,7) и к средней скорости и течения жидкости в трубе, написав в этой формуле вместо у радиус а трубы [c.249]

Применим полученные в предыдущем параграфе результаты к турбулентному пограничному слою, образующемуся при обтекании тонкой плоской пластинки, — таком же, какое было рассмотрено в 39 для ламинарного течения. На границе турбулентного слоя скорость жидкости почти равна скорости LJ основного потока. С другой стороны, для определения этой скорости на границе мы можем (с логарифмической точностью) воспользоваться формулой (42,7), подставив в нее вместо у толщину пограничного слоя б ). Сравнив оба выражения, получим [c.252]

С помощью формулы (54,4) можно рассчитать теплопередачу при турбулентном течении по трубе, при обтекании плоской пластинки и т. п. Мы не станем останавливаться здесь на этом. [c.299]

Величина к, согласно результатам измерений, является универсальной постоянной турбулентного течения и равна 0,4. Вторая постоянная i зависит от свойств обтекаемой поверхности. Универсальный закон распределения скоростей (115), выведенный для течения вдоль плоской стенки, оказывается справедливым и при течении жидкости в круглой трубе. На рис. 6.16 проведено сравнение результатов расчета по формуле ( 115) при [c.321]

Это предположение подтверждается следующими экспериментальными фактами. Во-первых, профиль скорости в пограничном слое на стенках прямолинейных участков цилиндрических труб такой же, как и профиль скорости на плоской пластине, независимо от того, какое течение — ускоренное или замедленное — предшествовало течению около прямолинейного участка трубы. Во-вторых, профиль скорости над точкой отрыва в турбулентном пограничном слое несжимаемой жидкости не зависит от параметров течения во внешнем потоке до точки отрыва. Универсальность отрывного профиля нри различном характере течения до сечения отрыва также говорит о том, что можно пренебречь влиянием внешнего потока вне небольшой окрестности рассматриваемого сечения. Наконец, опыты но исследованию взаимодействия скачка уплотнения с пограничным слоем непосредственно показывают, что заметные изменения в пограничном слое происходят лишь на расстоянии, равном всего не скольким толщинам пограничного слоя. Следовательно, даже очень сильное изменение давления во внешнем потоке, вызванное скачком уплотнения, влияет на характер течения в пограничном слое впереди скачка уплотнения лишь в малой окрестности. [c.332]

В отличие от ламинарного течения, для которого связь между коэффициентом сопротивления (или перепадом давления) и расходом жидкости определяется теоретически из решения уравнений Навье — Стокса, при турбулентном режиме такая связь может быть найдена только в том случае, если профиль скорости известен из эксперимента. Как уже указывалось в 4, профиль скорости в пограничном слое на плоской пластине при Ri= 10 —10 (Ra=2- 10 —10 ) хорошо описывается степенной формулой с показателем 1/7, которая в выбранной системе координат имеет вид [c.351]

Особый интерес представляет неустойчивость ламинарного течения в пограничном слое и возникновение в кем турбулентности. Значимость этого вопроса определяется тем, что во многих случаях встречаются смешанные пограничные слои с участками ламинарного и турбулентного режимов. Для расчета таких слоев необходимо располагать не только методами расчета каждого из них, но и способами определения размеров переходной зоны или, по крайней мере, положения точки перехода. Рассмотрим в общих чертах переходные явления в пограничном слое на плоской пластине. [c.361]

Ниже приведено решение задачи о течении из плоского турбулентного источника (рис. 9.12), которое получено Гертлером на основе так называемой новой теории свободной турбулентности Л. Прандтля . В силу сказанного выше это течение приближенно воспроизводит поток в области основного участка турбулентной струи. Начальная же часть источника между полюсом О и концом переходного участка должна быть исключена и заменена начальным и переходным участками струи, течение в которых требует специального рассмотрения. [c.382]

Этот случай турбулентного течения (схему см. на рис. 159) может быть описан теми же методами полуэмпирической теории, которые использовались для турбулентного течения в круглой цилиндрической трубе. Принимая во внимание структуру движения вблизи бесконечной плоской стенки (см. 5 гл. 5), но учитывая, что в данном случае имеет место продольный перепад давления, первое и второе уравнения Рейнольдса получим в виде [c.399]

Значительное число исследований связано с определением перехода ламинарной формы течения в турбулентную на плоской пластин-к е, обтекаемой в продольном направлении. Согласно этим исследованиям, координата точки перехода П (рис. 1.10.1), отсчитываемая от передней заостренной кромки пластинки О, при обычном состоянии набегающего воздушного потока определяется экспериментальным критическим числом Рейнольдса [c.90]

В баллистических экспериментах, выполненных в 50-е. гг., было обнаружено, что при движении моделей во фреонах в определенных условиях фронт головной ударной волны перестает быть гладким. На фронте головной ударной волны возникают многочисленные тройные конфигурации (пересечения в одной точке трех ударных волн). Картина течения становится такой же, как и за плоской ударной волной при наличии поперечных возмущений. В ряде случаев фронт волны остается гладким, а за ним возникает турбулентное течение. Сопротивление моделей существенно меняется. В дальнейшем были выполнены опыты в ударной трубе с инертными газами (аргон, криптон, ксенон) и с молекулярными (углекислый газ). Выяснилось, что распространение сильных ударных волн (при скорости несколько километров в секунду) имеет ряд особенностей. Фронт волны перестает быть плоским, в ряде случаев фронт разрушается, распределение плотности и концентрации электронов в релаксационной зоне имеет немонотонный характер (рис. 4.1, 4.2). Все эти особенности обнаруживают пороговый характер по скорости волны и начальному давлению. Малые примеси водорода (порядка 1%) оказывают стабилизирующее воздействие на течение. Описанное явление получило название релаксационной неустойчивости ударных волн. Существенную роль при этом, по-видимому, играет интенсивный переход энергии возбуждения в кинетическую. [c.81]

Для расчета теплообмена в турбулентной области течения используется большое число эмпирических методов, но все они не позволяют проводить экстраполяцию за пределы тех значений определяющих критериев, для которых они получены. При определении коэффициента теплообмена а на плоской пластине с постоянной температурой используется эмпирическая формула [Л. 2-13] [c.49]

Случай течения в плоском канале с отношением сторон Р<С1 (поле направлено вдоль длинной стороны сечения) особо выделяется среди течений в каналах прямоугольного сечения. Этот случай эквивалентен течению в кольцевом канале с магнитным полем, ориентированным по азимуту ф, поэтому такая ориентация поля в дальнейшем называется азимутальной (fiвзаимодействие поля и осредненного течения отсутствует, так как в этом случае электромагнитная сила jXB = 0, что связано с характером замыкания индуцированных токов. Следовательно, здесь в чистом виде проявляется эффект гашения полем турбулентных пульсаций, как и при течении в продольном магнитном поле, и переход к турбулентному режиму критический. На рис. 3.13 приведена зависимость /.(Re, На) для течения в канале с отношением сторон р = 0,031 [13] сплошные линии — расчет по формуле (3.14), численные параметры — см. табл. 3.3. [c.75]

В сложном периферийном движении участвует жидкая фаза (капли и пленки), причем дисперсность и количество влаги г/о оказывают решающее влияние на дополнительные концевые потери. Мелкие капли легко вовлекаются в периферийные течения, участвуют в формировании вихревых шнуров и пленок на плоских стенках, ограничивающих решетку по высоте, а также у концов лопаток. Поскольку фазовые переходы генерируют специфическую конденсационную турбулентность (см. 3.2), можно предположить, что в зоне концевых вихрей интенсивность пульсаций параметров будет максимальной (см. рис. 3.17), в особенности вблизи состояния насыщения. [c.117]

В настоящее вре.мя нет сколь-либо законченной теории турбулентных переносов и поэтому для коэффициента принимают основанные на тех или иных соображениях приближенные расчетные выражения, включающие в себя некоторые экспериментально определяемые коэффициенты. Для плоского течения на известном удалении от стенки удовлетворительные результаты дает формула Л. Прандтля [Л. 6-7] [c.92]

Краткое содержание. С помощью термоанемометров проведены некоторые измерения параметров основного потока и характеристик турбулентности при вполне развитом течении в плоском диффузоре, половина угла раствора которого составляла Г. Сравнение с данными по течению в параллельном канале указывает на значительное увеличение турбулентной энергии и среднего касательного напряжения, а также на некоторое уменьшение поверхностного трения и отношения средних скоростей вблизи стенки. [c.372]

Согласно [22] влияние эффекта подавления турбулентного переноса на профиль скорости практически незаметно, а уплощение профиля скорости под влиянием эффекта Гартмана проявляется отчетливо, качественно так же, как при ламинарном течении (см. рис. 1.49). При На > 100 в плоском канале имеет место практически стержневое течение. [c.57]

На рис, 1.2 линией 2 показано решение (1.84) кружками показаны результаты измерения профиля скорости турбулентного течения у плоской пластины. Видно, что решение (1.84) не согласуется с опытами в непосредственной близости стенки. Из опытов известно, что при приближении к стенке пульсационные составляющие величин стремятся к нулю это дает основание непосред-стенно у стенки течение полагать ламинарным. Поэтому для уменьшения расхождения с опытом непосредственно у стенки используем уравнение движения при ламинарном режиме течения, а именно [c.46]

Эмпирические данные о профилях температуры и, особенно, концентрации пассивной примеси в турбулентных течениях вдоль плоской стенки являются более бедными, чем данные о профилях скорости в таких же течениях, поэтому и экспериментальные материалы, подтверждающие формулу (6.85), менее обширны, чем те, которые можно использовать для проверки логарифмической формулы (6.22) для профиля средней скорости. Измерения профилей средней температуры в атмосфере вблизи Земли, многократно проводившиеся метеорологами, мало пригодны для этой цели, так как в приземном (или приводном) слое воздуха при наличии заметного изменения средней температуры с высотой (т. е. при термической стратификации, отличной от нейтральной) значительную роль играет архимедова сила, не позволяющая рассматривать температуру как пассивную примесь (подробнее об этом см. в IV разделе). Более подходящими для этой цели могут быть данные тщательных измерений профилей влажности (т. е. концентрации водяного пара) в приземном или приводном слое атмосферы однако данных таких измерений пока имеется не слишком много. Тем не менее практически все достаточно аккуратные измерения профилей влажности над сушей и морем при близкой к нейтральной температурной стратификации (один из первых среди них принадлежат Паскуилу (1949) и Райдеру (1954)) показывают, что в этих условиях указанные профили хорошо описываются логарифмическими формулами на заметном [c.290]

Однако полученные при этих исследованиях результаты ценны для понимания законов турбулентного течения не толька в трубах, но и в любых других условиях. Только на основе тщательных экспериментальных исследований течений в трубах стало возможно выявить особенности других турбулентных течений, например турбулентного течения вдоль плоской стенки или около удобообтекаемого тела. [c.536]

Проверка соотношения Еу2(к) = ), также вытекающего из локальной изотропии, производилась Коренном (1949) и Тани и Кобаяши (1952) в осесимметричной турбулентной струе, Лауфером (1951) в турбулентном течении в плоском канале и Клебановым (1955) в турбулентном пограничном слое на плоской пластинке. Во всех перечисленных случаях оказалось, что при малых волновых числах спектральная плотность ,2(А) не мала (откуда следует, что крупномасштабные компоненты турбулентности заведомо анизотропны), но с ростом к [c.419]

В работе [205] рассмотрено турбулентное течение в плоских соплах гидродинамических лазеров, при этом расчет выполнен на основе параболизировапных уравнений Навье — Стокса. Турбулентность учитывалась с помощью так называемой к — 8)-модели турбулентности. Некоторые особенности течений в соплах при малых числах Рейнольдса рассмотрены в работе [110], в которой представлены экспериментальные данные по расходу и удельному импульсу, расчетные результаты по теории пограничного слоя и методу узкого канала, а также дано сравнение экспериментальных и расчетных данных. [c.347]

Уравнения турбулентного пограничного слоя по виду совпадают с уравнениями ламинарного пограничного слоя. Если принять условие (fi + Цт) + т). то из системы (6.15). .. (6.17) для случая течения на плоской пластине dpldx = 0) с помощью преобразований, аналогичных преобразованиям в разд. 6.7 и 6.9, можно получить условие, подобия uIux = Tq — 7 )/(7 oi — T J. [c.163]

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]

Мы приведем здесь решение задачи о течении из плоского турбулентного источника, которое получено Гёртлером на основе так называемой новой теории свободной турбулентности Л. Прандтля . Схема такого источника показана на рис. 202. В силу сказанного выше, это течение приближенно воспроизводит поток в области основного участка турбулентной струи. Началь- 4 41J [c.419]

Закон четвертой степени убывания добавочной вязкости при у О подтверждается известными опытными данными Дайслера и Хэнретти. Поскольку константы р и /и в формуле для полной вязкости получены для случая частного течения у плоской пластины, применение формул (1.86), (1.88), (1.90) для более общих случаев течений возможно при условии, если показана универсальность принятых констант. Были сопоставлены теоретические профили скорости с экспериментальными, полученными для течений со вдувом и отсосом на стенке, с продольным градиентом давления рассмотрены и сопоставлены с опытом расчеты других, более сложных течений. Удовлетворительное соответствие расчетных данных экспериментальным, полученное для различных течений, свидетельствует о достаточной универсальности принятых констант (1.90). Это дает основание использовать коэфкфициент полной вязкости для решения более общих задач турбулентного пограничного слоя. [c.48]

Характер движения жидкости в по-грарсичном слое около плоской пластины представлен на рис. 1.16. Распределение скорости по сечению пограничного слоя зависит от того, будет ли он ламинарным или турбулентным. Вследствие поперечного пере мешивания частиц распределение скорости при турбулентном течении более равномерное, чем при ламинарном. За - [c.19]

Поперечное магнитное поле оказывает сильное влияние на турбулентное течение в шероховатых трубах. При течении в плоских каналах с отношением сторон рЗ>1 в присутствии поперечного магнитного поля эффективная высота шероховатости стенок увеличивается стенка, которая в отсутствие магнитного поля является гидравлически гладкой, становится при наложении достаточно сильного поля шероховатой (см. рис. 3.12). Это следует учитывать при расчете коэффициента сопротивления гладких труб по интерполяционной формуле (3.14), где для лучшего соответствия с опытом при больших Re и На в качестве предельной зависимости следует брать не кривую Никурад-36 — Блазиуса, а соответствующий закон сопротивления для шероховатой трубы. [c.76]

Вопросы, связанные с устойчивым пленочным кипением на внешних поверхностях различной геометрической формы при наличии естественной и вынужденной конвекции, обсуждались рядом исследователей [4—6]. В работах [7, 8] сообщалось о результатах дальнейшего исследования процесса развития парового пограничного слоя, образующегося при пленочном кипении жидкости на плоской пластине в большом объеме, в котором учитывалась возможность развития турбулентности в паровой пленке. В работах [9, 10] был рассмотрен процесс пленочного кипения на внешней поверхности нагрева в условиях вынужденной конвекции жидкости при наличии ламинарных пограничных слоев. В проведенных недавно работах [И, 12] исследовались течения криогенных жидкостей в вертикальных трубах при высоком паросодержании потоков. Об исследовании процесса пленочного кипения жидкости в горизонтальных трубах не сообщается. При изучении максимальных и минимальных тепловых потоков отмечалось, что такие условия могут существовать в нерасслоен-ном потоке [131, но ничего неизвестно о каких-либо экспериментальных данных или теоретическом рассмотрении, относяпцгхся к этой области. [c.280]

Экспериментально установлено, что ламинарный- пограничный слой на плоской пластине при отсутствии градиента давления ( ос = onst) устойчив при числах Re, , меньших приблизительно 8-10 , Если же степень турбулентности внешнего течения очень низка и поверхность пластины достаточно гладкая, то ламинарный пограничный слой может сохраняться даже при числах Re в несколько миллионов. В инженерных расчетах, если не имеется другой информации (а тут пока незаменимы надежные опытные данные, полученные в рабочих условиях), обычно принимают, что переход от ламинарного пограничного слоя к турбулентному происходит в диапазоне Re от 2-10 до 5-10 . Эти данные, как видно, довольно неопределенны. Они относятся к обтеканию гладких поверхностей потоками с достаточно высокой турбулентностью внешнего течения. [c.120]

Ещё более сложные и разнообразные процессы обнаруживаются при переходе от ламинарного течения к турбулентному в пограничных слоях вблизи твёрдых поверхностей. В простейшем случае пограничного слоя на плоской пластине его толщина 5 v.v/ o и локальное число Рейнольдса Re-buo/v растут с расстоянием. y вдоль потока. Линейный анализ устойчивости показывает, что достаточно слабые возмущения, распространяясь вдоль потока, должны неизбежно затухать. Поэтому, как и в случае течения Пуазёйля с докритич. неустойчивостью, на характер перехода влияет уровень возмущений в набегающем потоке, запускающих нелинейные механизмы, а в переходной области также наблюдаются турбулентные пятна, хотя и с несколько отличающимися параметрами. При заданий регулярных нач. двумерных возмущений (капр., с помощью вибрирующей ленты) с ростом Re (т. е. [c.179]

Сжимаемый пограничный ело й. Анализ опытных данных по распределению скорости в турбулентном пограничном слое на плоской пластине при сверхзвуковом течении газа показал, что в диапазоне 2,6-10 профиль скорости можно выразить законом дефекта скорости ири замене истинной скорости обобщенной скоростью по Bail Дрийсту [c.252]

Экспериментальное изучение влияния положительного градиента давления на турбулентность в канале и пограничном слое крайне осложнено тем, что поток подчас находится в неравновесном состоянии. Как указывает Дёнх [1], получение простейших равновесных течений возможно лишь в таких каналах, в которых распределения скоростей в каждом сечении по потоку подобны. Изучение таких равновесных течений способствует решению многих практических задач, в которых состояние потока изменяется от параллельного течения (нулевой градиент давления) до точки отрыва. Полное подобие распределений скоростей по потоку достигается только тогда, когда число Рейнольдса и соответствующий безразмерный градиент давления не зависят от х Для вполне развитых потоков в слабо расходяш емся канале, где градиент давления обусловливается изменением сечения канала, постоянство R достигается использованием плоского диффузора. Исследованием течений в плоских расширяющихся каналах занимались в свое время Дёнх [1] и Никурадзе [2], которые измеряли лишь профили средних скоростей. К тому же сомнительно, что в этих работах поток был равновесным. Клаузер [3] исследовал равновесные пограничные слои с положительным градиентом давления. Как и для конического диффузора, в этом случае имело место изменение числа Рейнольдса [21] по потоку. [c.373]

Схематический вид пакета с плоскими элементами, из которых собирается активная зона реактора, представлен на рис. , а. Рассматривается процесс теплосъема при турбулентном течении жидкости в канале прямоугольного сечения, образованном двумя соседними плоскими ТВЭЛ (рис. 1,6). [c.600]

При обтекании полости на плоской noBqjXHo TH при определенных условиях возникают автоколебания. Причина их возбуждения состоит в возникновении акустической волны в результате удара вихрей слоя смешения о заднюю кромку полости. Это иллюстрируется сравнением характера пульсаций скорости в слое смешения для двух случаев обтекания обтекания обращенного назад уступа и полости прямоугольного сечения (рис. 10.1). Во втором случае в спеетре пульсаций наблюдаются ярко выраженные дискретные составляющие, что обусловлено наличием акустической обратной связи с возбуждением автоколебаний [10.3]. На характер возбуждения автоколебаний может влиять также то обстоятельство, что для некоторых частот полость может служить акустическим резонатором [10.10]. В результате характеристики автоколебаний определяются геометрией полости, числами Рейнольдса и Маха, режимом течения в пограничном слое перед полостью (ламинарный или турбулентный) и характерной толщиной этого слоя. [c.225]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...