Основные уравнения для турбулентных потоков

Б. Основные уравнения для турбулентных потоков [c.248]

Подстановка в (10.36) значения Xf из (9.59) дает основное уравнение для определения температурного поля в осесимметричном турбулентном потоке [c.178]

Для данной жидкости конструктивные переменные можно подбирать так, чтобы получить наиболее желательные соотношения. Вообще говоря, два наиболее существенных требования заключаются в том, чтобы иметь возможно меньшие значения расхода мощности и объема реактора, используемого для теплопередачи (Из рассмотрения уравнения очевидно, что эти два условия противоречат друг другу, и приходится некоторым образом выбирать среднее между ними.) Вообще для данной конструкции количество тепла, отбираемое за единицу времени Q, является фиксированным, и у конструктора остаются только три переменных, которыми он может распоряжаться, чтобы получить низкие значения и V , длина трубок, повышение температуры теплоносителя при прохождении через реактор и разность температур между теплоносителем и стенками реактора. Практически возможность изменения последних двух переменных невелика. Повышение температуры жидкости при прохождении через реактор определяется характеристиками силовой установки, использующей тепло, и максимальной температурой реактора. Разность температур между стенкой и теплоносителем может меняться, но верхний предел этой величины задается техническими условиями. Таким образом, основной переменной, которой может распоряжаться конструктор, является длина охлаждающих трубок. Из уравнений видно, что чем меньше эта длина, тем ниже будут значения расхода мощности или объема, используемого для теплопередачи. Следует подчеркнуть, что для турбулентного потока, согласно приведенным формулам, изменение длины трубы неизбежно приводит к изменению диаметра. Диаметр может быть рассчитан по следующим формулам, которые получаются из уравнений (10.14), (10.15) и (10.16) [c.307]

При анализе потерь напора в турбулентном потоке движением в пограничном слое в связи с его небольшой толщиной можно пренебрегать и рассматривать только турбулентное ядро потока. Вывод основного уравнения для т методом теории размерности приведен в 24 (уравнение П1. 10). Это уравнение можно преобразовать и привести к виду [c.110]

При больших числах Рейнольдса R велики также и числа Рейнольдса Rx крупномасштабных движений. Но большие числа Рейнольдса эквивалентны малым вязкостям. Мы приходим, следовательно, к результату, что для крупномасштабного движения, являющегося как раз основным во всяком турбулентном потоке, вязкость жидкости не играет роли и может быть положена равной нулю, так что это движение описывается уравнением Эйлера. В частности, отсюда следует, что в крупномасштабном движении не происходит заметной диссипации энергии. [c.148]

В учебном пособии рассмотрены основные вопросы совре менной гидромеханики статика, кинематика и динамика. Приведены выводы общих уравнений движения сплошных сред. Даны законы переноса импульса, тепла и вещества. Изложена теория потенциального днижения как для плоских, так и для пространственных потоков. Рассмотрена сжимаемость газа при дозвуковых и сверхзвуковых течениях. Освещены вопросы теории движения вязкой жидкости, подробно рассмотрены ламинарное и турбулентное движения в трубах и в пограничном слое. Дан метод расчета трубопроводов. [c.2]

Турбулентное движение жидкости в трубах и каналах уже давно стало предметом многочисленных исследований, так как в больщинстве случаев жидкости движутся в условиях турбулентного режима. Несмотря на это, до сих пор еще не создано достаточно удовлетворительной теории турбулентного движения, которая непосредственно вытекала бы из основных уравнений гидродинамики и полностью подтверждалась опытом (как для случая ламинарного движения). Это объясняется сложностью структуры турбулентного потока, внутренний механизм которого до сих пор еще полностью не исследован. [c.168]

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

При низкочастотных колебаниях влияние их на структуру турбулентных потоков, вероятно, осуществляется посредством изменения профиля средней скорости в пристеночной области течения. В этом случае для качественного анализа могут быть использованы нестационарные уравнения Рейнольдса. Следует отметить, что только при сравнительно низкочастотных колебаниях возможно использовать метод осреднения турбулентных пульсаций по минимальному периоду их возмущений, который в данном случае много меньше, чем период основных регулярных колебаний. Для несжимаемой жидкости в случае плоскопараллельного нестационарного течения уравнение движения Рейнольдса имеет вид [c.184]

Чрезвычайно важно подчеркнуть, что весь формальный аппарат, приведенный в настоящем параграфе, действителен исключительно для ламинарных течений, когда пульсаций в потоке не наблюдается. Если течение турбулентно, то дифференциальные уравнения могут сохранить приданную им выше форму только при трактовке входящих в них скоростей, плотностей, температур в качестве актуальных величин, от мгновения к мгновению изменяющихся более или менее случайным образом. Однако в инженерной практике непосредственному измерению и сопоставлению поддаются отнюдь не актуальные величины, а только осредненные во времени величины, турбулентные же пульсации воспринимаются нами не иначе как по вызываемым ими статистическим эффектам. Такого рода эффектами являются турбулентная вязкость и турбулентная теплопроводность, которые, как было сказано, могут на несколько порядков превосходить молекулярную вязкость и молекулярную теплопроводность. Поэтому, если для турбулентных режимов ввести в основные уравнения осредненные по времени величины, то обычные коэффициенты [j. и л нужно суммировать с образованными по типу формул (4-3) и (4-6) коэффициентами турбулентной вязкости (хт и турбулентной теплопроводности Xj или даже полностью заменить этими [c.91]

Сложнее решается вопрос о значении собственной температуры на главной части поверхности, омываемой быстродвижущимся потоком газа. В пограничном слое, будь то ламинарном или турбулентном, происходит торможение элементов потока из-за действия соответствующих сил трения и, следовательно, имеет место внутреннее тепловыделение. Поскольку в направлении к стенке тепло, по условию, передаваться не может, тепловыделению вследствие трения противостоит теплопроводность (молекулярная или турбулентная) в направлении менее разогретой области, т. е. прочь от стенки. В стационарном состоянии оба взаимно противоположных эффекта компенсируют друг друга в каждой точке поля, обусловливая установление некоторого стабильного профиля температур по внешней нормали к стенке. Чем интенсивнее будет теплопроводность при фиксированной мощности местного тепловыделения, тем меньшей окажется равновесная температура на данном удалении от стенки и, следовательно, на самой стенке. Это рассуждение, как, разумеется, и основное уравнение энергии (4-22), указывает на роль числа Прандтля (отношение коэффициентов кинематической вязкости и температуропроводности) при решении задачи о собственной температуре стенки. На рис. 5-6 приведена для примера расчетная эпюра температур по нормали к продольно обтекаемой воздухом пластине при ламинарном пограничном [c.139]

При не очень высоких числах Маха М для турбулентного газового потока в круглой трубе основная система уравнений запишется в виде (Л.4-19] [c.288]

Справочник содержит краткий материал по теории пограничного слоя на поверхностям тел в потоках несжимаемой и сжимаемой жидкости, а также основные сведения по методам расчета теплообмена. массообмена и трения в пограничных слоях. Для ламинарного пограничного слоя рассмотрены точные и приближенные методы расчета. Для турбулентного пограничного слоя приведены обобщающие данные по современным полуэмпирическим методам расчета. Кратко рассмотрены методы расчета, получившие применение в инженерной практике. Приведена теория преобразования уравнений сжимаемого пограничного слоя к форме соответствующих уравнений несжимаемого пограничного слоя. Использованы экспериментальные данные для сопоставления с расчетными результатами. [c.2]

Приведены основные результаты экспериментальных исследований локаль ной и средней теплоотдачи на профиле турбинной лопатки, установленной в аэродинамической трубе н воздушной турбине. В последнем случае ис следуемые лопатки помещались за рабочим колесом, т. е. находились в условиях, характерных для соплового аппарата второй ступени. Показано заметное влияние уровня турбулентности потока на величину и распределение по профилю локальных коэффициентов теплоотдачи, а также соответственно н средних по обводу профиля значений. Приведены также критериальные уравнения для расчета теплоотдачи на профиле, которые сравниваются с результатами аналогичных исследований. [c.6]

Расчет безнапорных фильтрующих насыпей сводится к построению кривой депрессии для турбулентного фильтрационного потока, находящегося в неравномерном движении при i > О по основному уравнению (рис. 18.15) [c.253]

Баланс энергии в турбулентном следе за воздухозаборником с тупым центральным телом был исследован Роузом [80] на основе рассмотрения экспериментальных данных и главных членов уравнений количества движения и энергии для осредненного и вторичного движения. Явления возбуждения и диссипации турбулентности в турбулентных следах этих типов, как и ожидалось, очень сложные, тем не менее можно утверждать, что основная зона возбуждения турбулентности находится между завихренным ядром и основным потоком. Кроме того, можно определить диссипацию анергии даже в зонах неоднородной анизотропной турбулентности с помощью одной лишь производной скорости вместо девяти производных, входящих в обобщенную диссипативную функцию. Потери энергии в основном потоке почти исключительно связаны с возбуждением турбулентности [80]. [c.123]

Следы за тонкими телами. В предположении, что на поверхности раздела параметра потока постоянны и перенос отсутствует, расчет турбулентного следа за тонким телом становится простым. Граничные условия на новерхности раздела выражаются соотношениями (50). Основные уравнения и метод расчета для турбулентного и ламинарного следов одинаковы. Однако параметры переноса требуют специального рассмотрения. В частной случае поле скоростей может быть полностью определено. [c.160]

Влияние на характеристики свободной турбулентной струи числа Маха потока в выходном сечении сопла. Характеристики струй, перегороженных стенками. Согласно теории турбулентных струй [3] распределение скоростей в поперечных сечениях пограничного слоя начального и основного участков свободной турбулентной струи следует приводившемуся уже ранее уравнению (7,4) в области дозвуковых и при сверхзвуковых скоростях течения в струе. На рис, 22,1, а показано распределение скоростей течения в сечениях пограничного слоя начального участка струи при числах Маха Mq для выходного сечения сопла, равных 1,5 и 3. Точки на графике соответствуют опытным данным точки 1 и 2 получены при Mq = 1,5, соответственно для h/do, равных 4 и 2 точки 3 — при Мо=3 для h/do=i. Показанная на [c.232]

Второй том начинается с математического раздела, посвященного спектральной теории случайных полей (в том числе и полей, являющихся не однородными, а только локально однородными) далее подробно излагается теория изотропной турбулентности (основное внимание здесь уделено различным методам замыкания уравнений для моментов гидродинамических полей изотропной турбулентности в несжимаемой жидкости, но приводятся также и некоторые выводы, относящиеся к сжимаемому случаю) рассмат- риваются общие представления об универсальном локальном строении турбулентности при больших числах Рейнольдса и их следствия (включая и вопрос об относительной диффузии, т. е. увеличении размера облака примеси, переносимого турбулентным потоком) и исследуются спектральные характеристики турбулентности в расслоенной жидкости приводятся основные сведения [c.26]

Поскольку уравнения Фридмана — Келлера оказываются всегда незамкнутыми, естественно возникает проблема замыкания уравнений для моментов. Этой проблеме посвящалась и посвящается значительная часть теоретических работ по динамике турбулентных течений, и хотя полностью преодолеть встречающиеся здесь трудности пока так и не удалось, некоторые из предложенных приближенных методов замыкания все же оказались весьма полезными (см., в частности, 3, посвященный теории изотропной турбулентности). Однако наиболее важные, и практически ценные результаты в теории турбулентности были получены на двух обходных направлениях, одно из которых связано с описанием крупномасштабных компонент турбулентности (масштабы которых сравнимы с характерным масштабом течения в целом) при помощи так называемых полуэмпирических методов, а второе — с описанием мелкомасштабных компонент (с масштабами, много меньшими масштаба течения в целом) на основе применения некоторых естественных гипотез подобия. Основное различие в поведении этих двух типов компонент турбулентности состоит в том, что крупномасштабные возмущения существенно зависят от геометрии потока и характера внешних воздействий, в то время как режим мелкомасштабных возмущений оказывается в значительной степени имеющим универсальный характер. Подробному разбору развития двух указанных направлений в теории турбулентности будут посвящены 2 и 4 настоящего обзора. [c.466]

При одномерном описании потока в каналах в основных уравнениях (движения и энергии) появляются новые переменные (коэффициенты теплоотдачи и гидравлического сопротивления в однофазном потоке и шесть коэффициентов в двухфазном). Они учитывают всю специфику реального трехмерного потока при его одномерном описании. Поэтому, чтобы замкнуть системы уравнений, необходимо располагать дополнительными уравнениями для новых переменных. Эти уравнения, как правило, могут быть получены только экспериментально, особенно для турбулентных течений. [c.4]

Напряжение сил трения в турбулентном потоке. Для получения полного напряжения сил трения достаточно к основному вязкостному трению по И. Ньютону, строго соответствующему силам трения в ламинарном потоке, прибавить дополнительное напряжение от пульсации по уравнению (V. 16) [c.108]

Укажем, наконец, на перспективы решения общей проблемы турбулентности, связанные с использованием аппарата характеристических функционалов гидродинамических полей. Эти характеристические функционалы однозначно определяют распределения вероятностей Р йа>) или Р1 йа>) на фазовом пространстве турбулентного потока, и потому их нахождение явилось бы полным решением проблемы турбулентности. В работе Эбергарда Хопфа (1952) для характеристического функционала турбулентного поля скорости в несжимаемой жидкости было выведено уравнение в вариационных производных, замечательной особенностью которого является его линейность. Таким образом, хотя динамика жидкости нелинейна, основная проблема статистической гидромеханики, сформулированная в терминах характеристических функционалов, оказывается линейной задачей. Отметим также, что уравнение Хопфа оказалось формально близким к так называемым уравнениям Швингера [c.27]

Существует два способа расчета параметров жидкости в пограничном слое. Первый способ заключается в численном решении системы дифференциальных уравнений пограничного слоя, впервые полученных Прандтлем, и основывается на использева-нии вычислительных машин. В настоящее время разработаны различные математические методы, позволяющие создавать рациональные алгоритмы для решения уравнений параболического типа, к которому относится уравнение пограничного слоя. Такой подход широко используется для определения характеристик ламинарного пограничного слоя. Развиваются приближенные модели турбулентности, применение которых делает возможным проведение расчета конечно-разностными численными методами и для турбулентного потока. Второй способ состоит в нахождении методов приближенного расчета, которые позволяли бы получить необходимую информацию более простым путем. Такие методы можно получпть, если отказаться от нахождения решений, удовлетворяющих дифференциальным уравнениям для каждой частицы, и вместо этого ограничиться отысканием решений, удовлетворяющих некоторым основным уравнениям для всего пограничного слоя и некоторым наиболее важным граничным условиям на стенке и на внешней границе пограничного слоя. Основными уравнениями, которые обычно используются в этих методах, являются уравнения количества движения и энергии для всего пограничного слоя. При этом, однако, необходимо задавать профили скорости и температуры. От того, насколько удачно выбрана форма этих профилей, в значительной степени зависит точность получаемых результатов. Поэтому получили распространение методы расчета параметров пограничного слоя, в которых для нахождения формы профилей скорости и температуры используются дифференциальные уравнения Прандтля или их частные решения. Далее расчет производится с помощью интегрального уравнения количества движения. [c.283]

Уравнения (1-73) — (1-77) образуют систему основных уравнений плоскопараллельиого турбулентного пограничного слоя сжимаемой жидкости. Влияние пульсаций скорости сказывается в уравнениях количества движения, неразрывности и энергии в том, что там появляются соответственно добавочное рейнольдсово напряжение, кажущийся источник и добавочная передача энергии турбулентной теплопроводностью. Чтобы замкнуть систему, необходимо к этим уравнениям присоединить уравнения, связывающие пульсационные составляющие характеристик с их средними значениями. Сложность структуры турбулентного потока и отсутствие достаточного количества надежных опытных данных не позволяют решить эту задачу аналитически. Поэтому для получения необходимых данных по трению, теплообмену и массообмену решающее значение имеют полу-эмпирические методы, основанные на различных гипотезах и эмпирических соотношениях. Некоторые из этих методов рассматриваются в гл. 10 и 11. [c.26]

Вместе с тем, оценивая в целом состояние проблемы замыкания первого порядка, следует признать, что в настоящее время фактически не существует общей феноменологической теории турбулентной теплопроводности и турбулентной диффузии для многокомпонентных смесей. Используемые в литературе градиентные соотношения (см., например, Монин, Яглом 1965 Ван Мигем, 1977 Лапин, Стрелец, 1989)) не обладают достаточной общностью и получены, в основном, для однородной жидкости, причем либо для турбулентных потоков с четко выраженным доминирующим направлением, либо при сильных и не всегда оправданных предположениях, таких, например, как равенство путей смешения для процессов турбулентного переноса количества движения, тепла или вещества пассивной примеси (см. 3.3). В связи с этим, возникает необходимость рассмотрения других подходов к проблеме замыкания гидродинамических уравнений среднего движения смеси на уровне моделей первого порядка, например, в рамках термодинамического подхода к теории турбулентности сжимаемого газового континуума. Так, онзагеровский формализм неравновесной термодинамики позволяет получить наиболее общую структуру реологических соотношений для турбулентных потоков диффузии и тепла в многокомпонентной смеси, в том числе, в виде обобщенных соотношений Стефана-Максвелла для турбулентной многокомпонентной диффузии и соответствующего им выражения для [c.209]

Сначала рассмотрим двухслойную модель, т.е. уравнения (3.7) и (3.9), причем для уравнения (3.9) граничные условия примем при у = Л (у = 1). Распределение скоростей в вязком подслое описывается уравнением (2.21). Однако, поскольку толщина вязкого подслоя существенно меньше радиуса потока, то, согласно современным представлениям /135, 144, 222, 261/, в пределах вязкого подслоя распределение скоростей линеаризуется, т.е. касательное напряжение считается постоянным и равным касательному напряжению на стенке трубы. Это условие при приближенных расчетах, которые присущи полуэмпирическим теориям пристенной турбулентности, особого влияния на конечные резулыаты не оказывает, тем более что и в основном турбулентном потоке касательное напряжение нередко принимается постоянным. В действительности, как следует из уравнения равновесия сил, действующих на выделенный объем потока, касательное напряжение является величиной переменной и подчиняется линейному закону. Ф. Г. Галимзянов /33 - 56/ использовал линейный закон распределения скоростей в пределах вязкого подслоя. [c.64]

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

Представлены подробные сведения по локальным, интегральным и турбулентным характеристикам внутренних закрученных потоков в цилиндрических, сужающихся н расширяющихся каналах при различных граничных и геометрических условиях. Приведены законы трения, тепяо-и массообмена, уравнения для расчета основных локальных и интегральных характеристик закрученного потока. [c.2]

Г. Уоллис [5.2, с. 351] на основании большого экспериментального материала (в основном по водо-воздуш-ным смесям) составил простое уравнение для расчета коэффициента трения при кольцевом течении и турбулентном потоке пара [c.152]

Для определения локальных характеристик движения и теплообмена жидкостей и газов используются уравнения, следующие из основных физических законов сохранения массы, количества движения, энергии в сочетании с обобщенным законом вязкого течения Ньютона и законом теплопроводности Фурье. Это приводит к уравнениям неразрывности, движения и энергии, которые дополняются функциями свойств жидкости от температуры и давления. При отсутствии турбулентности в химически однородных однофазных изотропных средах полученная система уравнений является замкнутой. Эти уравнения справедливы и для описания мгновенных характеристик течения в пределах микромасщтаба турбулентного потока. [c.230]

Жидкие металлы существенно отличаются по физическим свойствам от неметаллических жидкостей. Oihh имеют высокие температуры кипения при низких давлениях являются термически устойчивыми характеризуются высокой теплопроводностью, плотностью, а следовательно, и большой интенсивностью теплоотдачи. В отличие от неметаллических жидкостей в жидких металлах процессы молекулярной теплопроводности приобретают важную роль не только в пристеночной области, но и в турбулентном ядре потока. В предельном случае, когда X— оо, а числа Рг— 0, молекулярная теплопроводность становится основным способом переноса тепла, так как интенсивность конвективного теплообмена оказывается ничтожно малой. Температурное поле по поперечному сечению турбулентного -потока в жидких металлах имеет профиль, характерный для течения неметаллических жидкостей при ламинарном режиме в трубах (см. рис. 3-1). Поскольку в жидких металлах Рг -<1, то они характеризуются большой толщиной теплового пограничного слоя, см. уравнение (3-4)] и малой длиной начального участка тепловой стабилизации по сравнению с длиной начального участка гидродинамической стабилизации [см. уравнение (3-6)]. Малая длина участка тепловой стабилизации означает, что в жидких металлах наблюдаются значительные аксиальные температурные градиенты, которые могут иметь порядок величин, одинаковый с радиальными температурными градиентами, что в неметаллических жидкостях не имело места. Поэтому появляется необходимость учета переноса тепла за счет продольной молекулярной теплопроводности в жидких металлах при проведении как теоретических, так и экспериментальных исследований. [c.212]

Определение длины за второй щелью по рекомендациям работы [4] в рассматриваемом случае не дает приемлемых результатов 200j. Поэтому для определения длины начального участка использовалось эмпирическое уравнение для эффективности за единичной тангенциальной щелью при равномерном начальном профиле полной температуры в основном потоке, турбулентном пограничном слое над защищаемой поверхностью и коэффициенте вдувания т < Шоит, где Шот — коэффициент вдувания, соответствующий максимуму эффективности. [c.75]

Первая серьезная попытка теоретически подойти к анализу турбулентного течения принадлежит Ж. Буссинеску, основной труд которого по теоретической гидравлике и гидродинамике Трактат о теории течения вод был представлен Парижской академии в 1872 г. Буссинеск впервые разложил поле скоростей турбулентного потока на осредненную скорость и пульсацион-ные составляющие и попытался построить уравнения для осредненного поля скоростей. При этом эффект пульсационных составляющих скорости он вййсил условно в коэффициент вязкости, который для турбулентного течения оказывался существенно отличным от коэффициента вязкости в ламинарном течении. [c.72]

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

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

Вторая часть начинается с математической главы, посвящённой спектральной теории случайных полей (в том числе и полей, являющихся не однородными, а только локально однородными) далее подробно излагается теория изотропной турбулентности (основное внимание здесь уделено различным методам замыкания уравнений для моментов гидродинамических полей изотроп-, ной турбулентности в несжимаемой жидкости, но приводятся также и некоторые выводы, относящиеся к сжимаемому случаю) рассматриваются общие представления об универсальном локальном строении турбулентности при больших числах Рейнольдса и их следствия (включая и вопрос об относительной диффузии, т. е. увеличении размера облака примеси, переносимого турбулентным потоком) и исследуются спектральные характеристики турбулентности в расслоенной жидкости приводятся основные сведения о распространении электромагнитных и звуковых волн в турбулентной среде и, наконец, рассматривается общая формулировка проблемы турбулентности, опирающаяся на изучение характеристических функционалов гидродинамических полей. [c.34]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...