Турбулентный след за обтекаемым телом

Турбулентный след за обтекаемым телом [c.664]

ТУРБУЛЕНТНЫЙ СЛЕД ЗА ОБТЕКАЕМЫМ ТЕЛОМ 665 [c.665]

Турбулентное течение жидкости в каналах различной формы, в пограничном слое обтекаемых потоком жидкости тел, в следе за обтекаемым телом и в свободной струе является вообще анизотропным и неоднородным. [c.396]

В предшествующих параграфах рассматривались те случаи установившихся турбулентных движений вязкой несжимаемой жидкости, которые имеют место при наличии твёрдых стенок. Однако в природе и технике встречаются случаи установившихся турбулентных движений жидкостей и газов без ограничивающего влияния твёрдых границ и без наличия продольных перепадов движения. Характерными примерами таких движений могут служить 1) движение частиц жидкости в струе, вытекающей из какого-либо резервуара в пространство, занятое той же самой жидкостью, но находящейся в покое на достаточном удалении от отверстия, 2) движение жидкости позади выпуклого тела на достаточном от него удалении при обтекании этого тела безграничным потоком, т. е. движение в так называемом следе за обтекаемым телом. Эти два случая свободных турбулентных движений имеют общие черты, заключающиеся в том, что внешняя граница, отделяющая область турбулентного движения жидкости от остальной части жидкости, постепенно расширяется по мере удаления в случае струи от отверстия, а в случае следа—от обтекаемого тела, и в том, что распределение основных скоростей по сечениям, перпендикулярным к основному направлению течения в струе [c.493]

Таким образом, для изучения турбулентного движения жидкости в струе или в следе за обтекаемым телом могут быть использованы уравнения, аналогичные уравнениям (7,6) турбулентного пограничного слоя с той лишь разницей, что в большинстве случаев давление в струе или в следе можно считать постоянным, т, е. можно полагать [c.494]

Полуэмпирические теории 20-х и 30-х годов рассматривали только простейшие статистические характеристики турбулентных течений. Как правило, принимаемые в этих теориях гипотезы позволяли замкнуть уже самые первые уравнения системы Фридмана—Келлера, содержащие только одноточечные первые и вторые моменты гидродинамических полей — так называемые уравнения Рейнольдса. Заметную роль в полуэмпирических теориях играло использование свойств симметрии турбулентности в течениях того или иного вида и некоторых простейших гипотез подобия (в частности, в полуэмпирических теориях турбулентных струй и следов за обтекаемыми телами). Так, например, одним из важнейших выводов полуэмпирических теорий явилось установление универсального (т. е. справедливого при всех не слишком малых числах Рейнольдса) логарифмического закона для профиля осред-ненной скорости в трубах, каналах и пограничных слоях на плоской пластинке. Этот закон можно вывести из одной только естественной гипотезы подобия, касающейся распределений вероятностей гидродинамических полей турбулентности в полупространстве, или из соображений размерности, опирающихся на простейшие предположения о физических величинах, определяющих в этом случае турбулентный режим. [c.15]

До сих пор в настоящей главе мы рассматривали турбулентные течения в каналах, трубах и пограничных слоях, т. е. течения около твердых стенок, трение о которые приводит к непрерывному порождению завихренности и оказывает непосредственное влияние на все течения. Однако в природе и в технике часто встречаются также турбулентные течения совершенно другого рода, в которых непосредственное влияние каких-либо твердых стенок отсутствует и которые называются поэтому свободной турбулентностью. Важнейшими видами свободных турбулентных течений являются турбулентные следы за обтекаемыми жидкостью (или движущимися сквозь жидкость) твердыми телами, турбулентные струи и зоны турбулентного перемешивания, возникающие на границе между течениями, имеющими разную скорость и не разделенными какими-либо твердыми стенками. [c.306]

Казалось бы, не составляет труда дать определение турбулентности, отражающее наиболее существенные особенности этой формы движения жидкости. Однако практика показала, что данный вопрос нередко вызывает затруднения. Действительно, часто можно услышать высказывания типа Турбулентные течения — это течения, которые имеют сложную вихревую структуру . Такое определение турбулентности нельзя признать удачным, хотя может показаться, что оно вытекает из опыта О. Рейнольдса. Действительно, существуют течения, имеющие весьма сложную структуру, которые, тем не менее, являются течениями ламинарными. Примером может служить хорошо известная дорожка Кармана в следе за обтекаемым телом, в которой отчетливо видны вихри Кармана (см. рис. 7.14). [c.133]

Рис. 5. Схема перераспределения энергии в турбулентном следе за плохо обтекаемым телом

К задаче о струе близко подходит другая важная задача теории свободной турбулентности — об аэродинамическом следе вдалеке за обтекаемым телом. [c.664]

Крупномасштабные компоненты вносят основной вклад в передачу через турбулентную среду импульса и тепла, и потому их описание необходимо для расчетов сопротивления и теплообмена при обтекании твердых тел жидкостью или газом. Поэтому естественно, что при развитии теории турбулентности разработке методов описания крупномасштабных компонент было уделено первоочередное внимание. Неотложные нужды практики потребовали проведения большого числа экспериментальных исследований свойств крупномасштабных компонент турбулентности для течений в трубах, каналах, пограничных слоях и в свободных турбулентных течениях (струи, следы за обтекаемыми жидкостью телами и т. п.). На базе этих исследований были построены так называемые полу эмпирические теории турбулентности. Этот этап начался еще в середине 10-х годов текущего столетия, а его расцвет пришелся на 20-е и 30-е годы. Решающие шаги в развитии полу-эмпирического подхода к теории турбулентности были сделаны Джеффри Тэйлором (1915, 1932), Людвигом Прандтлем (1925) и Теодором фон Карманом (1930). [c.14]

Аналогичное рассуждение может быть применено также и к случаю турбулентного следа за цилиндром произвольного сечения, расположенным вдоль оси Охг, или за каким-то конечным твердым телом с центром в начале координат. Как мы уже видели в п. 5.9, на достаточно большом расстоянии от обтекаемого тела (там, где турбулентные скорости в следе становятся малыми по сравнению со средней скоростью 11о обтекаемого потока) турбулентный режим в следе можно считать автомодельным и различающимся при разных значениях продольной координаты XI лишь масштабом длины Ь х1) и масштабом скоро- [c.481]

Картина обтекания при больших R (о которых только и идет речь ниже) выглядит, как уже говорилось, следующим образом. Во всем основном объеме жидкости (т. е, везде, за исключением пограничного слоя, которым мы здесь не интересуемся) жидкость может рассматриваться как идеальная, причем ее движение является потенциальным везде, кроме области турбулентного следа. Размеры — ширина — следа зависят от положения линии отрыва на поверхности обтекаемого тела. При этом существенно, что хотя это положение и определяется свойствами пограничного слоя, но в результате оказывается, как было отмечено в 40, не зависящим от числа Рейнольдса. Таким образом, мы можем сказать, что вся картина обтекания при больших числах Рейнольдса практически не зависит от вязкости, т, е., другими [c.254]

Тело, обтекаемое потоком жидкости, порождает след, который сохраняется на больших расстояниях вниз по течению (рис. 16-l,ej. Если число Рейнольдса достаточно велико, то след становится зоной свободной турбулентности. Такое состояние течения имеет место при числах Рейнольдса, лежаш их за интервалом, в котором наблюдается режим периодического срыва вихрей (гл. 15). В следе за цилиндром подобие профилей скорости достигается лишь на расстоянии вниз по потоку в 100 или более диаметров. Это — весьма большая величина по сравнению с гораздо меньшими расстояниями (от 5 до 8 диаметров), которые требуются для достижения аналогичной зоны в случаях плоской и круглой турбулентных струй. [c.442]

Из графика, приведенного на рис. 198, вытекает важное Следствие коэффициент сопротивления пластины с полностью ламинарным слоем значительно меньше, чем коэффициент сопротивления пластины с полностью турбулентным слоем. Так, например, если бы каким-нибудь образом удалось получить обтекание пластины с полностью ламинарным слоем при К = 500 ООО, то коэффициент сопротивления ее был бы равен С -лам = 0,0018 при полностью турбулентном слое и том же К имеем О турб = 0,005, т. е. примерно в два с половиной раза больше. При больших числах Рейнольдса эта разница становится еще разительнее. Отсюда следует важность борьбы за затягивание ламинарного слоя на поверхности обтекаемого тела путем придания повышенной гладкости в лобовой части тела и др. [c.628]

Некоторые виды турбулентных струйных течений являются лишь условно автомодельными. Это — плоские осесимметричные следы, удаленные от обтекаемых тел на такое расстояние, при котором дефицит скорости мал по сравнению со скоростью невозмущенного потока. Сложные течения струй за соплами конечных размеров можно рассматривать как автомодельные при соответствующих масштабах длин, скоростей и субстанций и принятия тех или иных допущений. Основные положения механики сплошных сред в данном случае предусматривают формулирование уравнений сохранения массы, импульса, субстанций или энергии со своими граничными условиями. [c.221]

Аналогичные гипотезы об автомодельности могут быть сформулированы и для других конкретных типов свободных турбулентных течений. Из них мы рассмотрим здесь следующие плоскую турбулентную струю, бьющую в заполненное той же жидкостью лространство л >0 по направлению оси Ох из бесконечно длинной щели, расположенной в плоскости Оуг вдоль оси Оу трехмерный след за расположенным вблизи начала координат телом конечных размеров, обтекаемым жидкостью по направлению оси Ох плоский турбулентный след за бесконечно длинным цилиндром с осью вдоль оси Ог/, обтекаемым жидкостью по направлению оси Ох наконец, зону перемешивания между двумя плоскопараллельными течениями в направлении Ох в полупространствах > О и г < О, имеющими в начальном сечении Оуг постоянные, но различные скорости (скажем, Ji при г > О и [/г при г<0). При этом в случае следов за обтекаемыми телами естественно перейти к подвижной инерционной системе координат, перемещающейся вместе с невозмущенным обтекающим течением (т. е. рассматривать лишь отклонения скорости течения в следе от невозмущенной скорости, затухающие на большом расстоянии от тела) в случае же зоны перемешивания инерционную систему координат надо выбрать так, чтобы выполнялось равенство /2 = — [c.312]

При движении твердого тела в газе или жидкости возникают так называемые шумы обтекания. Начальный участок o6i екания может создавать шум типа краевого тона (см. предыдущий параграф), тогда как след, образующийся за обтекаемым телом, который становрпся турбулентным уже при числе Рейнольдса для следа Re 100, генерирует шум квадрупольного происхождения. При обтекании тел может возникать вихревой звук большое значение имеет шероховатость обвода тела. [c.442]

Начнем с непрерывно действующего стационарного источника прим еси и воспользуемся тем, что поток примеси через любую плоскость X = onst должен быть постоянным. В случае турбулентного следа скорость переноса примеси по направлению ОХ вдали от обтекаемого тела практически равна скорости обтекаемого потока. В то же время размеры площади в плоскости X = onst, на которой имеется заметный поток примеси от точечного источника в точке х = О, в случае трехмерного следа за небольшим телом будут расти пропорционально Х а в случае двумерного следа за цилиндром — пропорционально [c.565]

Можно поставить вопрос о том, какова должна (5ыть форма тела (при заданной, например, площади его сечения) для того, чтобы оно испытывало при движении в жидкости по возможности малое сопротивление. Из всего предыдущего ясно, что для этого во всяком случае необходимо достичь по возможности более позднего отрыва отрыв должен произойти поближе к заднему концу тела так, чтобы турбулентный след был как можно более узким. Мы уже знаем, что возникновение отрыва облегчается наличием быстрого возрастания давления вдоль обтекаемого тела вниз по течению. Поэтому необходимо придать телу такую форму, чтобы изменение давления вдоль него, — в той области, где давление возрастает, происходило по возможности медленно и плавно. Этого можно достичь приданием телу удлиненной (в направлении обтекания) формы, причем оно плавно заостряется в направлении обтекания так, что стекающие с разных сторон поверхности тела потоки как бы плавно смыкаются без того, чтобы им пришлось где-либо обтекать какие-нибудь углы или же сильно поворачивать по отношению к направлению набегающего потока. Спереди же тело должно быть закруг.лено при наличии здесь угла скорость жидкости на его краю обратилась бы в бесконечность (см. задачу 6 10), вслед за чем произошли бы сильное возрастание давления вниз по течению и неизбежный отрыв. [c.258]

Законы распространения вихревых следов за лопатками турбо-.машины на участке до смыкания аналогичны законам распространения следа за плоским одиночным телом, обтекаемым вязкой жидкостью при большом числе Не. Соответствующие решения базируются на полуэмпирических теориях свободной турбулентности. Во всех случаях рассматривается слабая неоднородность, т. е. оешения име.ют асимптотический характер и пригодны только на значительном отдалении от обтекаемого тела. При расчете следов за решетками будет наблюдаться несколько худшее (чем для одиночных тел) совпадение теории и эксперимента в деталях, так как приходится делать дополнительные предположения и рассматривать следы на более близких расстояниях за лопатками, чем это допускается классической теорией. На больших расстояниях результаты расчета также отличаются от классических, так как в этом случае следы смыкаются, чего не возникает при одиночном следе. Отметим, что некоторое несовпадение теории и эксперимента в деталях не имеет существенного значения, так [c.240]

Формула Буссинека (31) относится к числу локальных, определяюш их турбулентную часть напряжения трения в зависимости от неоднородности поля осредненных скоростей вблизи данной точки потока. В настоягцее время взамен такого рода локальных законов, включая сюда и турбулентные аналоги законов Фурье и Фика,- выдвигаются релаксационные подходы ), учитывающие эффект памяти в турбулентных потоках, существенно сказывающийся при наличии резких неоднородностей в распределениях скоростей ( следы за плохо обтекаемыми телами) или давлений (падающая на поверхность ударная волна). [c.553]

В докавптационном режиме шум турбулентного пограничного слоя при обтекании твердых гладких поверхностей изучался Скзгчиком и Хэддлом [40, 41]. Их экспериментальная работа имеет много общего с работой [30], только выполнена она для случая водной среды. Из нх экспериментов следует, что приемник в носовой части обтекаемого тела шумит меньше, чем приемники, установленные на боковом обводе, где турбулентный пограничный слой уже существенно развит. Носовой приемник отмечает неоднородности в среде, на которые набегает движущееся тело, и поэтому на его выходе имеется сравнительно низкочастотный шум. Боковые приемники воспринимают высокочастотные компоненты шума от турбулентного пограничного слоя. Уровень шума приемников в существенной мере зависит от их площади. С увеличением радиуса приемника до значения Я,/2 происходит постепенное уменьшение уровня за счет сглаживания пульсаций давления (усреднение поверхностью). Этот вопрос теоретически разобран в [42]. [c.456]

Чжен в Ох [78а] получили теоретическое решение для установившегося турбулентного дальнего следа за неподвижным осесимметричным телом, обтекаемым однородным потоком несжимаемой жидкости со скоростью и . [c.121]

Следует отметить, что кроме необходимости в экспериментальном определении величин, входящих в теоретическую формулу, теория лобового сопротивления, данная Карманом, имеет и другие недостатки. Она относится только к неудобообтекаемым телам, определяет не полное лобовое сопротивление, а только часть его, происходящую от вихревой дорожки, и, кроме того, относится к весьма ограниченному диапазону чисел Рейнольдса. Как же указывалось ранее, устойчивые вихревые дорожки за неудобо-обтекаемыми телами наблюдаются только при числах Рейнольдса, не превосходящих приблизительно 2500. При больших значениях числа Рейнольдса движение жидкости в спутной струе становится турбулентным непосредственно за телом, вихри вследствие турбулентного перемешивания очень быстро диффундируют в окружаю-п(ую жидкость, так что, едва boshhkhj b, они тотчас же затухают. [c.605]

Исследования микроструктуры турбулентных струйных течений оказываются чрезвычайно полезными для объяснения механизма турбулентного смешения, а также для оценки точности основных предпосылок полуэмпирических теорий турбулентности. Исследование пульсационных характеристик турбулентных струй представляет и непосредственный лрактЕгческий интерес. В частности, согласно теории Дж. Лайтхилла акустические характеристики турбулентных струй выражаются через тензор турбулентных напряжений. Основываясь на этой теории, А. Г. Му-нин (1962) и Е. В. Власов (1965) разработали метод расчета акустических характеристик затопленных турбулентных струй (звуковая мощность, спектр и т. д.), причем первый использовал соотношения полуэмпирической теории турбулентности Прандтля, а второй — определенные из эксперимента универсальные зависимости для нормальных и касательных рейнольдсовых напряжений. Здесь следует также упомянуть исследования вихревого шума, который генерируется в спутной струе за плохо обтекаемыми телами. Вихревой шум вращающихся и невращающихся стержней исследовали Е, Я. Юдин (1944) и Д. И. Блохинцев (1945). [c.816]

Предварительные замечания. Теоретические исследования, имевшие целью объяснить описанное выше явление перехода ламинарного течения в турбулентное, начались уже в прошлом столетии, но к успеху привели только в 1930 г. В основе всех этих исследований лежит представление, чтоI ламинарное течение подвергается воздействию некоторых малых возмущений, в случае течения в трубе связанных, например, с условиями при входе в трубу, а в случае пограничного слоя на обтекаемом теле — с шероховатостью стенки или с неравномерностью внешнего течения. Каждая теория стремилась проследить за развитием во времени возмущений, наложенных на основное течение, причем форма этих возмущений особо определялась в каждом отдельном случае. Решающим вопросом, подлежавшим решению, было установление того, затухают или нарастают возмущения с течением времени. Затухание возмущений со временем должно было означать, что основное течение устойчиво наоборот, нарастание возмущений со временем должно было означать, что основное течение неустойчиво и поэтому возможен его переход в турбулентное течение. Таким путем пытались создать теорию устойчивости ламинарного течения, которая позволяла бы теоретически вычислить критическое число Рейнольдса для заданного ламинарного течения. Предпосылкой для создания такой теории служило впервые высказанное О. Рейнольдсом следующее предположение ламинарное течение, представляя собой решение гидродинамических дифференциальных уравнений и являясь поэтому всегда возможным течением, после перехода через определенную границу, а именно после достижения числом Рейнольдса критического значения, становится неустойчивым и переходит в турбулентное течение. [c.422]

ТУРБУЛЕНТНОЕ ТЕЧЕНИЕ — форма течения жидкости или газа, при к-рой элементы жидкости совершают неупорядоченные, неустаповившиеся движения по сложным траекториям, что приводит к интенсивному перемешиванию между слоями движущейся жидкости (см. Турбулентность, Турбулентность атмосферы. Турбулентное перемешивание). Наиболее детально изучены Т. т. в трубах, каналах, пограничных слоях около обтекаемых жидкостью или газом твердых тел, а также т. н. свободные Т. т. — струи, следы за движущимися относительно жидкости или [c.210]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...