Турбулентность поле пульсации температуры

Числа Ричардсона. Как видно из уравнения (4.2.28), в стратифицированных струйных течениях многокомпонентной смеси возможны два дополнительных механизма генерации турбулентности. Если первый механизм имеет тепловую природу, то второй механизм возникновения турбулентности имеет диффузионную природу и возникает, когда имеются градиенты концентраций каких-либо диффундирующих компонентов. Это связано с тем, что пространственно-временная неоднородность (пульсации) массовой плотности обусловлена двумя факторами неоднородностью полей (пульсациями) температуры и концентраций (см. формулу (3.3.27). Как известно, если в жидкости появляется локальная область с плотностью, меньшей плотности окружающей среды, то на нее в поле силы тяжести будет действовать выталкивающая сила Архимеда сила плавучести). При определенных условиях (см. разд. 3.3.2.) происходит потеря устойчивости равновесия и эта сила приводит жидкость в движение. Именно величина [c.184]

Поскольку в явлениях турбулентного переноса эффекты молекулярной вязкости и теплопроводности обычно пренебрежимо малы в сравнении с явлениями вихревого перемешивания (исключая случаи очень больших градиентов скорости и температуры), пульсации температуры в основном связаны с вихревым перемешиванием элементов жидкости, при котором сохраняются их первоначальные температуры. Если элементы жидкости имеют различные температуры, то необходимо ввести средний температурный градиент в потоке с осредненными свойствами. Можно предполагать поэтому, что статистические свойства пульсации температуры зависят от двух факторов 1) от среднего температурного градиента в поле потока и 2) от характера поля скоростей. Далее на простом примере будет показано, какую роль играют средний температурный градиент для пульсаций температуры и соотношения между соответствующими статистическими свойствами для переноса количества движения и тепла. Такой подход был впервые использован Коренном 1130] при изучении теплообмена в условиях изотропной турбулентности. Рассмотрим изотропный и однородный турбулентный поток с постоянным средним температурным градиентом вдоль оси у, перпендикулярной направлению основного потока — оси х. Необходимые допущения для описания турбулентного поля течения сводятся в данном случае к следующим [c.83]

Турбулентное перемешивание вы.зывает обмен не только пульсациями, но и теплом, а также примесями 3 тех случаях, когда поле течения имеет неодинаковую температуру или неодинаковую концентрацию примесей. Пульсации температуры и энтальпии сопровождаются дополнительным переносом тепла. Пульсации скорости, а также температуры способствуют выравниванию поля концентраций неоднородных примесей в потоке жидкости, интенсифицируют массообмен на границах течения. [c.198]

Такое изменение амплитуды пульсаций температуры по радиусу.трубы качественно согласуется с гипотезой о том, что величина турбулентных пульсаций температуры пропорциональна длине пути перемешивания I и градиенту осредненного поля [c.325]

Измерялись турбулентные пульсации температуры при течении жидкого металла и воды в трубе. Амплитуды пульсаций температуры в турбулентном потоке удовлетворяют закону нормального распределения Гаусса. Обнаружено изменение амплитуды пульсаций по радиусу, которое в области максимальных амплитуд качественно согласуется с гипотезой, что величина пульсаций пропорциональна длине пути перемешивания и градиенту осредненного температурного поля. Во всех точках турбулентного потока интенсивность пульсаций снижается с ростом числа Re. Средняя частота пульсаций слабо изменяется по сечению потока. Обнаружены пульсации температуры в пристенном слое и в стенке трубы. Показано, что толщина пристенного слоя случайным образом беспрерывно изменяется, однако этот слой полностью не исчезает. При стационарном теплоподводе процесс передачи тепла через пристенный слой жидкости и поверхность теплообмена являются квазистационарными. Обнаружено возрастание средней частоты пульсаций температуры в стенке и в потоке жидкости от нулевых значений (при Re<2000) до гц (при Re 2 300), что указывает на возникновение турбулентного режима течения. [c.329]

Для суждения о нарушении осевой симметрии в круглой турбулентной струе (о модовом составе крупномасштабных когерентных структур) используются измерения пространственной азимутальной корреляции продольных пульсаций скорости, пульсаций температуры [1.48] в слое смешения, а также пульсаций давления вне струи в ее ближнем акустическом поле. Так, по данным измерений азимутальной корреляции пульсаций скорости Ruu ) ортогонального Фурье-разложения [c.25]

Отметим, что подобное явление в конце 40-х годов было открыто при распространении радиоволн. Было обнаружено, что на ультракоротких волнах (метровый и сантиметровый диапазон волн), распространяющихся только в пределах прямой видимости, возможен прием сигналов далеко за пределами прямой видимости. При этом такой прием не связан с образованиями слоев коэффициента преломления для радиоволн, которые могли бы служить своеобразными каналами или волноводами и приводить к сверхдальнему распространению радиоволн. В дальнейшем было предположено и в значительной степени это предположение было обосновано как теоретически, так и экспериментально, что такой прием сигналов за радиогоризонтом оказывается возможным благодаря рассеянию радиоволн в объеме пересечения характеристик направленности передатчика и приемника. Это рассеяние, так же как и рассеяние звука, вызывается неоднородностями коэффициента преломления для радиоволн. Только в отличие от звука (когда флюктуации коэффициента преломления вызваны пульсациями скорости и температуры) эти неоднородности, также вызываемые турбулентностью атмосферы, состоят в флюктуациях температуры и влажности. Температуру и влажность можно рассматривать как некоторые пассивные примеси, которые перемешиваются полем пульсаций скоростей турбулентного потока. Сами по себе относительные отклонения коэффициента преломления от среднего значения чрезвычайно малы и составляют для обычных условий состояния атмосферы всего каких-нибудь несколько единиц на 10" , тем не менее они оказываются достаточными для того, чтобы принимать рассеянный сигнал далеко за горизонтом, при достаточной мощности радиопередатчика и достаточной чувствительности приемника. Такое рассеяние радиоволн (его называют тропосферным рассеянием) дает возможность осуществлять радиосвязь (правда, не всегда устойчивую) на расстоянии порядка нескольких сот километров. Рассеяние радиоволн подобного же типа на неоднородностях коэффициента преломления в ионосфере (такое рассеяние называют ионосферным рассеянием), благодаря расположению объема V на большей высоте над земной поверхностью, дает возможность осуществления радиосвязи на расстояния свыше 1000 км. Ясно, насколько важны эти явления рассеяния они могут дать возможность осуществления телевизионных передач и радиосвязи на ультракоротких волнах далеко за пределы прямой видимости. [c.244]

Пульсации температуры, которые также имеются в динамическом турбулентном потоке (температурные неоднородности), перемешиваются пульсациями поля скоростей. Для скалярного температурного поля пульсаций также действует механизм измельчения неоднородностей пульсациями поля скоростей размер наименьших те.мпературных неоднородностей ограничивается действием теплопроводности, подобно тому как в поле пульсаций скоростей минимальный масштаб вихрей определяется вязкостью. [c.30]

Турбулентность приводит к флуктуациям гидродинамических параметров. В атмосфере — к возникновению случайных полей пульсаций скорости потока и, температуры Г , плотности р , давления / п, влажности е и т. д. Эти пульсации вызывают флуктуации показателя прело.мления п среды и скорости распространения волн (для света играют роль р и Т , для радиоволн СВЧ диапазона — Рп, е и Т , для звука — и, Т и е). Для наглядности можно представить, что все пространство, занятое турбулентным потоком, случайным образом заполнено слабыми неоднородностями показателя преломления в виде выпуклых и вогнутых, т. е. фокусирующих и дефокусирующих, линз самых различных масштабов, накладывающихся друг на друга. [c.170]

Отметим здесь, что нам удалось получить формулу для сг9 в явном виде — через значение характеристики турбулентности С ,, параметров звукового поля ы, с, параметров задачи L я Ь при том непременном условии, что мы воспользовались конкретным видом структурной функции полей пульсаций скоростей и температур турбулентной среды. Эта функция использовалась в виде закона 2/3 Колмогорова — Обухова. [c.176]

На турбулентных атмосферных неоднородностях, обусловленных пульсациями скоростей и температуры, происходит рассеяние звука. Впервые задачу о рассеянии звука полем пульсаций скоростей рассмотрел в 1941 г. А. М. Обухов [9]. В его работе предполагалось, что распространение плоской звуковой гармонической волны описывается уравнением для потенциала ф в виде (в отличие от (2.1)) [c.182]

Вопрос о поведении спектральной плотности в окрестности начала координат пространства волновых векторов (т. е. в области наиболее длинноволновых компонент турбулентности) является основным также и при исследовании заключительного периода вырождения изотропной турбулентности. В самом деле, как мы видели в 14, скорость убывания пульсаций поля скорости (или температуры) с заданным волновым числом к под действием вязкости (или теплопроводности) пропорциональна 2vЛ (или 2x 2), т. е. быстро возрастает с ростом к. Будем для определенности говорить о среднем квадрате пульсаций скорости, т. е. о турбулентной энергии аналогичное рассуждение применимо и к пульсациям температуры. На первом этапе вырождения турбулентности рассеяние энергии под действием вязкости может компенсироваться притоком энергии из других областей пространства волновых векторов, создаваемым турбулентным перемешиванием если, однако, отсутствует приток энергии извне, то в конце концов наступит момент, когда поддержание заметного потока энергии от одних волновых чисел к другим, сравнимого по величине со скоростью процессов диссипации, станет уже невозможным. Начиная с этого момента значения спектральной плотности при всех значениях к, лежащих вне малой окрестности точки к — О. будут убывать экспоненциально, и только при. очень малых значениях (к ( спектр будет изменяться более медленно. Отсюда ясно, что асимптотическое поведение корреляционных функций при очень больших значениях I должно определяться исключительно поведением начального спектра в окрестности точки А = 0. [c.137]

Результаты настоящего пункта можно также использовать для получения выводов о статистических характеристиках поля коэффициента преломления, определяющего скорость распространения световых, звуковых или радиоволн в турбулентной атмосфере. В самом деле, пульсации коэффициента преломления для света обусловлены в основном пульсациями температуры в случае звука существенную роль играют также пульсации скорости ветра, а в случае радиоволн — пульсации влажности (или пульсации электронной плотности, если рассматривается распространение радиоволн в ионосфере). Вследствие относительной малости всех этих пульсаций можно считать, что пульсации коэффициента преломления линейно зависят от пульсаций температуры, скорости ветра, влажности и плотности электронов отсюда, в частности, следует, что в инерционно-конвективном интервале для поля коэффициента преломления также должен выполняться закон двух третей . [c.354]

Формулы (23.11) для инерционно-конвективного интервала могут быть отнесены не только к температуре, но и к концентрации любой пассивной примеси А (ле, t), если только заменить в них N на среднюю скорость выравнивания неоднородностей концентрации примеси под действием молекулярной диффузии. Типичным примером поля концентрации пассивной примеси является поле абсолютной влажности в атмосфере или поле солености в море (или в любом турбулентном течении соленой воды). Далее, поскольку пульсации показателя преломления воздуха для световых волн в силу формулы (26.2 ) для этого показателя (см. ниже стр. 547) можно считать пропорциональными пульсациям температуры, пульсации такого показателя преломления также должны подчиняться законам двух третей и пяти третей (23.11). Наконец, небольшие пульсации коэффициента преломления воздуха для радиоволн в силу формулы (26.2) на стр. 547 для этого коэффициента можно представить в виде линейной комбинации пульсаций температуры и пульсаций влажности поэтому и эти последние пульсации должны удовлетворять законам двух третей и пяти третей . [c.455]

В турбулентном потоке теплота распространяется посредством захватывающих весь поток турбулентных пульсаций скорости. Так как возмущение температуры вследствие своей быстротечности и независимости V от температуры не приводит к изменению поля скоростей (или во всяком случае не оказывает на него заметного влияния), то коэффициент турбулентной тепло- [c.422]

При измерении температурных полей в потоке жидкости были обнаружены турбулентные пульсации, величина которых достигала 20% от значения температурного напора. IB опытах обнаружено, что амплитуда и частота пульсаций зависят от величины теплового потока, физических свойств, режима течения жидкости и безразмерного расстояния от стенки. У жидких металлов, у которых изменение температурного градиента по сечеиию трубы происходит Плавно, максимальные пульсации наблюдались примерно в середине расстояния между центром и стенкой трубы. У воды, имеющей резкое изменение градиента температуры в пристенном слое, максимальные пульсации наблюдались вблизи стенки. [c.363]

Поскольку широкополосный подъем спектра пульсаций в дальнем поле нелинейным образом зависит от вынуждающего возбуждения, интенсивность усиленного шума струи не подчиняется закону восьмой степени (и ), справедливому для чисто струйного шума при тщательно контролируемых начальных условиях истечения (малых уровнях возбуждения) вместо закона Uq усиленный шум струи изменяется по закону и . Широкополосное усиление турбулентности и шума часто реализуется при экспериментальных исследованиях струй на различного рода модельных установках для широкого диапазона чисел Маха, Рейнольдса, Струхаля и температур. [c.208]

Таким образом, для выбора масштаба осреднения, необходимо знать поря-док величины (спектр) пульсаций для всех термогидродинамических параметров турбулентного течения смеси (таких как скорость ветра, давление, температура, и т.д.). Энергетический спектр пульсационного поля какой-либо физической величины A(rJ) представляет из себя серию кривых, описывающих зависимость [c.14]

Другими пульсационными характеристиками потока являются температура, плотность и состав (концентрации компонентов). Поскольку эти величины по природе скалярны, их рассмотрение должно быть более простым. Тьен [808] распространил статистические аспекты теории турбулентности на пульсации температуры и статистические закономерности теплопереноса в двухфазном турбулентном потоке. Основываясь на поразительном сходстве между явлениями переноса количества движения и тепловой энергии, он смог установить соотношения между соответствующими статпстпческнлга свойствами динамического и теплового турбу.лентных полей. [c.77]

Выше, говоря об исследовании структуры поля скоростей в области наименьших масштабов I X, мы упоминали также некоторые работы, посвященные исследованию подобной же сверхтонкой структуры поля lO (ас, t) температуры или концентрации пассивной (не влияющей на динамику) примеси, перемешиваемой турбулентным течением. Однако вклад советских ученых в изучение структуры указанного поля вовсе не ограничивается лишь вопросом о деталях структуры в крайней области предельно малых масштабов. Первое исследование структуры поля пульсаций температуры lO в случае турбулентности с достаточно большими числами Рейнольдса Re = ULIv и Пекле Ре = UL I% (где — типичный масштаб неоднородностей осредненного поля температуры О х, t), а. % — коэффициент молекулярной температуропроводности) принадлежит А. М. Обухову (1949), указавшему, что к возмущениям поля из равновесного интервала масштабов I min (L, Z. >) также должна быть применима первая гипотеза подобия Колмогорова, в формулировке которой только надо еще добавить к числу определяющих параметров наряду с s и v среднюю скорость выравнивания температурных неоднородностей N = = X (VO) и коэффициент х- Отсюда для структурной функции температуры (г) при г min (L, L ) получается формула [c.496]

Первые эксперименты, проведенные в 1941 г. [4], в области частот звука килогерцевого диапазона и низкочастотного ультразвука 20 кГц не только подтвердили характер зависимости о0 от со, L, Ь, но и позволили оценить значение характеристики турбулентности j,, т. е. использовать акустический метод дня исследования атмосферной турбулентности. Эго значение С , оказалось для данных условий акустического эксперимента несколько меньшим, чем значение, определяемое методом микроанемометра, широко применяемого малоинерционного прибора для измерения скорости и направления ветра. Если при этом учесть, что в формуле (2.21) учитывались лишь флуктуации скорости и не принималось во внимание поле пульсаций температуры (а оно, как отмечалось, дает примерно такой же вклад в значение флуктуации фазы), то соответствие результатов акустического метода измерения и метода микроанемометра становится еще более близким. [c.176]

Рассмотрим теперь изотропную турбулентность в температурнонеоднородной жидкости в таком случае поле пульсаций температуры также будет однородным и изотропным случайным полем. При обычном условии, что скорость и х, t) всюду мала по сравнению со скоростью звука и изменения температуры малы по сравнению со средней абшлютной температурой, плотность жидкости р, а также молекулярные коэффициенты кинематической вязкости v = i)/p и температуропроводности X —можно считать постоянными. Условимся, кроме того, не принимать во внимание лучистый теплообмен и прогревание среды, вызываемое диссипацией кинетической энергии турбулентности тогда поле пульсаций температуры (дс, t) будет удовлетворять обычному уравнению теплопроводности (1.72), точно совпадающему с уравнением диффузии пассивной примеси с молекулярным коэффициентом диффузии х- Ниже мы будем исходить из этого уравнения (1.72), так что все последующие рассуждения будут одинаково применимы и к температуре и к концентрации пассивной примеси однако, поскольку случай поля температуры наиболее важен для приложений и наиболее доступен для экспериментальной проверки, мы будем все время называть температурой. [c.122]

Гипотеза об обращении в нуль моментов высокого порядка может быть применена и к исследованию поля пульсаций температуры в турбулентном потоке (см., например, Леффлер и Дейслер (1961), Дж. Ли (1966)). Так как, однако, в данном случае также возникают серьезные трудности с выбором [c.247]

Исследование температурных полей в потоке жидких металлов позволяет экспериментально определить значения коэффициентов турбулентного переноса тепла и проверить шраведливость допущений полу-эмпирических теорий теплообмена, но при это-м не расширяются нами представления о самом механизме процесса переноса тепла. Только всестороннее изучение турбулентных пульсаций температур и скоростей позволит, по-видимому, создать обоснованную теорию переноса тепла. [c.369]

Ясно, что длительное сохранение очень высоких перегревов жидкости в большом объеме при соприкосновении со стенками невозможно. Достаточно активироваться одному центру, чтобы началось бурное кипение. Развитию процесса способствует дробление растуш их пузырьков и перенос их турбулентными потоками. В дальнейшем кипение может опять прекратиться из-за отсутствия длительно действующих центров. Жидкость начнет аккумулировать тепло и перегреваться. Затем снова произойдет вскипание и т. д. Эти смены режимов теплообмена сопровождаются сильными пульсациями температуры и дополнительными динамическими нагрузками. Неустойчивость кипения обнаружена для щелочных металлов и обсуждается в ряде работ 1168—172]. Положение точки В при прочих равных условиях зависит от числа центров парообразования и от их распределения по размерам. Чем больше на стенке крупных центров, тем круче подъем кривой кипения за точкой В. При малом числе центров кривая идет более полого тот же самый тепловой поток требует более высокого температурного напора. Одновременно возникает заметный перегрев ядра жидкости. Линия ЕВ приближается к линии конвективного теплообмена ВЕ. При нерегулярном кипении первая из них может нринимать несколько промежуточных положений. [c.179]

Изучение важнейших физико-химических механизмов в условиях турбулентного течения многокомпонентной реагирующей газовой смеси, ответственных за пространственно-временные распределения и вариации определяющих макропараметров (плотности, скорости, температуры, давления, состава и т.п.), особенно эффективно в сочетании с разработкой моделей турбулентности, отражающих наиболее существенные черты происходящих при этом физических явлений. Турбулентное движение в многокомпонентной природной среде отличается от движения несжимаемой однородной жидкости целым рядом особенностей. Это, прежде всего, переменность свойств течения, при которой среднемассовая плотность, различные теплофизические параметры, все коэффициенты переноса и т.п. зависят от температуры, состава и давления среды. Пространственная неоднородность полей температуры, состава и скорости турбулизованно-го континуума приводит к возникновению переноса их свойств турбулентными вихрями (турбулентный тепло- и массоперенос), который для многокомпонентной смеси существенно усложняется. При наличии специфических процессов химического и фотохимического превращения, протекающих в условиях турбулентного перемешивания, происходит дополнительное усложнение модели течения. В геофизических приложениях часто необходимо также учитывать некоторые другие факторы, такие, как влияние планетарного магнитного поля на слабо ионизованную смесь атмосферных газов, влияние излучения на пульсации температуры и турбулентный перенос энергии излучения и т.п. Соответственно, при моделировании, например, состава, динамического и термического состояния разреженных газовых оболочек небесных тел теоретические результаты, полученные в рамках традиционной модели турбулентности однородной сжимаемой жидкости, оказываются неприемлемыми. В связи с этим при математическом описании средних и верхних атмосфер планет возникает проблема разработки адекватной модели турбулентности многокомпонентных химически реагирующих газовых смесей, учитывающей сжимаемость течения, переменность теплофизических свойств среды, тепло- и массообмен и воздействие гравитационного поля и т.п. Эти проблемы рассматриваются в данной части монографии. [c.9]

В заключение рассмотрения характеристик поля в температуры или концентрации примеси в турбулентном течении остановимся совсем вкратце на некоторых результатах, касающихся характеристик турбулентных пульсаций — 0. Ограничимся лишь случаем турбулентных течений вдоль гладкой стенки ясно, что в случае шероховатой стенки вне тонкого примыкающего к такой стенке подслоя непосредственного влияния шероховатости (имеющего толщину порядка немногих высот Но) все статистические характеристики пульсаций О будут подчиняться тем же закономерностям, которые справедливы для случая гладкой стенки (последнее заключение следует из общих физических соображений и хорошо согласуется с имеющимися экспериментальными данными см., например, Кадер и Яглом (1984)). Легко понять, что все относящиеся к пульсациям компонент скорости соотношения, указанные в п. 6.3, 6.5 и 6.6, могут быть с очень небольшими изменениями переформулированы и в применении к пульсациям температуры 10 . В частности, для одноточечных моментов пульсаций температуры =Мп и смешанных моментов [c.302]

Кроме предположения о горизонтальной однородности, мы примем еще некоторые упрощающие предположения, касающиеся гидродинамических уравнений, описывающих рассматриваемую йами турбулентность. Прежде всего в соответствии со сказанным выше мы пренебрежем изменениями плотности, вызываемыми пульсациями давления, и ограничимся уравнениями, линеаризованными относительно отклонений полей плотности, температуры и, давления от соответствующих стандартных значений Ро, То и ро (зависящих только от г и удовлетворяющих, уравнению статики дpo/дJ = —pog и уравнению состояния ро= —ЯяоТо)- Величины ро=р и То мы будем в дальнейшем даже считать просто постоянными, так как их изменения с высотой в приземном слое толщиной в несколько десятков метров пренебрежимо малы. В таком случае уравнения движения обратятся в уже известные нам уравнения теории свободной конвекции [c.362]

Равенство (15.10) аналогично (15.2) оно определяет скорость убывания среднего квадрата пульсаций температуры ( интенсивности пульсаций температуры или меры неоднородности температурного поля ) под действием теплопроводности. Проверка этого равенства для турбулентности за подогреваемой решеткой в аэродинамической трубе была произведена Милсом, Кистлером, О Брайеном и Коренном (1958), определившими значения при разных х с помощью построения, приведенного на рис. 4, и сравнившими полученные результаты [c.130]

Аналогично можно исследовать вопрос об асимптотическом поведении спектра и корреляционной функции пульсаций температуры. В силу уравнения (14.58), если в момент t — 0 все семиинварианты экспоненциально убывают на бесконечности, то dBm(r, t)ldt при i = 0 также будет затухать экспоненциально. Однако выражения для последующих производных В (г, t) по времени уже будут содержать поле давления, так что следует ожидать, что, вообще говоря, функция Во (г, t) при i > О также будет убывать при г->оо лишь степенным образом. Детальное исследование порядка этого убывания, однако, представляется не особенно интересным. В самом деле, ясно, что влияние сил давления, наверное, не приведет к убыванию функции Вт (.г, I) более медленному, чем поэтому ингеграл (15.26) здесь естественно считать абсолютно сходящимся, а спектр Fmih, t) — непрерывным и непрерывно дифференцируемым по компонентам к во всем пространстве волновых векторов. Но отсюда ясно, что справедливость асимптотических формул (15.46) и (15.47), описывающих общий случай заключительного периода вырождения изотропных температурных пульсаций, в данном случае не вызывает сомнений. Точно так же не вызывает сомнений и справедливость закона сохранения (15.26), при выводе которого лишь требовалось, чтобы функция убывала не медленнее, чем 0(г ) в самом деле, легко понять, что более медленный порядок убывания функ-ции (г, t) не может быть вызван влиянием сил давления, если только в начальный момент все семиинварианты турбулентности убывают достаточно быстро. [c.160]

Выше мы предполагали, что температура ведет себя, как пассивная примесь, т. е. не оказывает заметного влияния на динамику турбулентности. Между тем в важном случае температурно-неоднородной жидкости, находящейся в поле силы тяжести, температуру нельзя считать пассивной субстанцией. Действительно, в этом случае пульсации температуры создают пульсации пилотности, на которые действует архимедова сила таким образом, распределение температуры здесь порождает поле архимедовых ускорений, т. е. влияет на динамику потока. Следовательно, в применении к термически расслоенной жидкости теория подобия для мелкомасштабных характеристик турбулентности должна быть как-то обобщена. [c.355]

В реальных условиях наиболее обычными внешними силами являются неслучайные силы типа силы тяжести или поверхностных сил, возникающих при движении в жидкости тех или иных тел. Однако в некоторых теоретических моделях турбулентных потоков оказывается целесообразным вводить в рассмотрение и случайные силы Х х, Ь). Так, турбулентность в температурно-стратифицированной среде (см. гл. 4) может описываться с помощью уравнений динамики несжимаемой жидкости, находящейся в поле случайных архимедовых сил, пропорциональных турбулентным пульсациям температуры. Представляет интерес также идеализированная модель стационарной изотропной турбулентности, стационарность и изотропность которой обеспечиваются введением искусственного стационарного и изотропного поля случайных внешних сил Х х, 1) (такая модель использовалась, например, в работе Уайлда (1961) см. выше п. 19.6). Правда, такая модель является фиктивной, так как силы Х х, () не имеют реальных аналогов. Однако если ввести силы X так, чтобы они обеспечивали заметный средний приток энергии лишь н крупномасштабным компонентам турбулентности (в этом случае мелкомасштабные компоненты будут получать энергию практически только от крупномасштабных компонент, а не за счет работы сил X), то вследствие представлений теории локально изотропной турбулентности о независимости статистического режима мелкомасштабных компонент от крупномасштабных особенностей движения можно будет ожидать, что фиктивный характер поля Х х, I) не скажется на статистических свойствах мелкомасштабных компонент турбулентности. Поэтому мелкомасштабные свойства турбулентности могут быть правильно описаны и на основе описанной фиктивной модели. [c.632]

Распространение загрязнений в воздухе происходит в результате атмосферной диффузии, теоретические основы которой интенсивно развиваются в последние годы в связи с глобальной проблемой охраны окружающей среды [1, 6]. Имеется несколько групп факторов, определяющих пространственное поле концентраций загрязнений атмосферы [7]. К ним относятся такие характеристики источников загрязнений, как расположение их по поверхности земли, мощность и режим инжектирования примесей в атмосферу, физико-химических параметры загрязнений при выходе их из источников (например, скорость и температура выбрасываемых газов). Загрязнения переносятся воздушными течениями и путем диффузии, обусловленной турбулентными пульсациями воздуха. Для описания переноса загрязнений ветром необходимо иметь сведения о вертикальном профиле ветра при различных метеорологических условиях. [c.18]

Однако в пучках витых труб эта связь практически не реализуется [39] Это можно объяснить как влиянием конечности размеров источника и неравномерности поля скорости в ядре потока, так и загромождением исследуемого потока витыми трубами. Это приводит к тому, что нагретые частицы вблизи устья струи успевают пройти большое число не коррелированных между собой различных путей от источника до рассматриваемой точки, хотя распределения пульсационных скоростей при числах Ее > Ю" в ядре потока и приближаются к нормальному закону распределения. При числах Ее < Ю наблюдается отклонение пульсаций скорости от закона Гаусса в пучке витых труб, что свидетельствует об анизотропности турбулентности в таких пучках в этом диапазоне чисел Ее. Поэтому в закрученном пучке витых труб метод диффузии тепла от источника использовался только для определения коэффициента а. его применение оправдьшалось совпадением экспериментальных распределений температур с гауссовским распределением, хотя основные допущения теории Тэйлора в данном случае не выполняются строго. В экспериментах источник диффузии имел радиус, примерно в три раза превышающий радиус витой трубы. В этом случае свойства потока индикаторного газа (нагретого воздуха) и основного потока одинаковы, Это позволяет получить достаточно надежные опытные данные по коэффициенту В то же время если в работе [39] для прямого пучка витых труб, где радиус источника, бьш равен радиусу витой трубы, удалось оценить значение интенсивности турбулентности по уравнению (2.9), то в данном случае это исключается из-за больших размеров источника. Для увеличения точности определения коэффициента опыты по перемешиванию теплоносителя в закрученном пучке проводились при неподвижном источнике диффузии, а для определения полей температуры на различном расстояниии от него в витых трубах были установлены термопары. При этом измерялась температура стенок труб (т.е. температура твердой фазы в терминах гомогенизированной модели течения). Эта методика измерений могла приводить к погрешностям в определении коэффициента ) г, поскольку распределения температур в ядре потока теплоносителя и стенки труб различны, а следователь-различны и среднестатистические квадраты перемещений, а также и причем это различие, видимо, носит систематический характер. Подход к учету поправки в определяемый коэффициент Df при измерении температуры стенки изложен в разд. 4.2. [c.55]

В уравнениях (4-1)—(4-11) Л1, т], бф — давление, молекулярный вес, обобщенные коэффициенты теплопроводности, вязкости и толщина теплового пограничного слоя топочных газов г, Х з, у з — радиус, коэффициент теплопроводности и удельный вес золовых (сажистых) частиц Гд — град ент температуры внутри частицы Тф, Гз — температуры факела и поверхности отложений q — падающий на экран тепловой поток Е, 63, П — напряженность электрического поля, толщина слоя и пористость отложений р — доля частиц, заряды которых нескомпенсированы противоположными зарядами других таких же частиц бд, R, с, е, g, В, — диэлектрическая и универсальная газовая постоянная, скорость света, заряд электрона, ускорение тяжести, индукция земного магнитного поля, постоянная Больцмана v — число элементарных зарядов (зарядов электрона е), приходящихся на одну частицу / (v) — функция распределения числа элементарных зарядов по размерам частиц г tp — время релаксации частиц при турбулентных пульсациях топочных газов, определяющее длину пробега частиц V, (о,Ч — частота и период турбулентных пульсаций v , Уф — скорость распространения турбулентных пульсаций перпендикулярно стене и скорость топочных газов v — степень турбулентности. [c.117]

Качественно поток mгравитационной сепарацией частиц на стенке, динамическим разрушением-слоя крупными частицами (которые движутся инерционно и в результате турбулентных пульсаций пробивают пограничный слой и внедряются в загрязнения, частично разрушая их), вибрациями и обдувкой поверхностей нагрева. Кроме того, поток может существенно ослабляться в зависимости от дисперсности летучей золы, температур на. стенке и в факеле. Ослабление потока /Пз может происходить также электростатическим полем первичных слоев отложений и лоренцовыми силами, как это можно видеть из р с. 4-1 и формул (4-1) — (4-11). [c.132]

Пульсациями электрических и магнитных величин, а также непосредственным влиянием магнитного поля на турбулентные пульсации пренебрегаем. Некоторое обоснование этого приближения, называемого газодинамическим, можно найти в работах В. П. Панченко [Л. 17]. По-видимому, это допущение будет оправдано, если джоулев нагрев и нондеромоторная сила (в слое на изоляторной стенке) малы по сравнению с тепловым потоков/ и трением на стенке. На малых расстояниях от электрода при низких температурах стенки это допущение нарушается, так как здесь существенными становятся диффузионные процессы, джоулев нагрев и другие эффекты. [c.179]

Сделаем еще несколько вводных замечаний относительно отличительных особенностей полуэмпирической теории многокомпонентной турбулентности применительно к планетной атмосфере. Существование градиентов концентраций составляет одно из важнейших свойств химически реагирующих течений, которое обычно не рассматривалось классическими моделями турбулентности с постоянной плотностью. Градиенты плотности, температуры и концентраций, возникающие из-за локального тепловыделения в химических реакциях, могут сильно изменить поле гидродинамической скорости жидкости посредством процессов турбулентного тепло- и массопереноса. Тем самым химическая кинетика реализует обратную связь с гидродинамикой. В случае турбулизованной смеси, в дополнение к пульсациям скорости, имеют место пульсации массовой плотности, температуры и концентраций отдельных компонентов. Очевидно, так как система осредненных уравнений многокомпонентной гидродинамики (3.2.4)-(3.2.8) содержит одноточечные парные корреляции, включающие указанные пульсации, то для ее замыкания необходимо привлекать к рассмотрению большое число дополнительных эволюционных (прогностических) уравнений переноса для вторых моментов. В этих уравнениях высшие моменты могут быть аппроксимированы градиентными соотношениями, написанными по аналогии с теми, которые используются в моделях нереагирующей турбулентности для течений с постоянной плотностью. Развиваемый в этой главе подход не является, таким образом, принципиально новым, а содержит изложение с единой точки зрения идей, используемых в феноменологических теориях турбулентности однородных жидкостей применительно к специфике сжимаемых многокомпонентных смесей. [c.169]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...