Область действия вязкости ври больших числах Рейнольдса

Итак, в области возмущений достаточно малых масштабов, по-видимому, должен господствовать однородный, изотропный и практически стационарный статистический режим, характеризуемый наличием определенного среднего притока энергии г к наиболее крупным возмущениям и равной ему диссипации энергии в теплоту под действием вязкости, сосредоточенной в основном в области возмущений минимального масштаба. Исходя отсюда, Колмогоров сформулировал гипотезу о том, что статистический режим достаточно мелкомасштабных компонент любой турбулентности с большим числом Рейнольдса универсален и определяется лишь двумя размерными параметрами — средней скоростью дис- [c.17]

При еще больших числах Рейнольдса, скажем Re 1000 (рис. 4.7, г), преобладают инерционные силы. При этом крупные, обособленные вихри имеют небольшую возможность для своего формирования, и вместо них позади пластины образуется, как правило, турбулентная спутная струя. Две внешние кромки пластины формируют слой со сдвигом , состоящий из длинных цепочек наиболее мелких вихрей. Они располагаются в той части спутной струи, которая прилегает к области плавного течения. В итоге отметим, что эти результаты наглядно иллюстрируют изменения, происходящие в потоке в зависимости от числа Рейнольдса, при переходе от области с преобладающим влиянием вязкости к области, где преобладает действие сил инерции. [c.104]

Аналитическую природу решений можно описать более наглядно, показывая действие вязкости в определенных слоях и областях, когда число Рейнольдса становится очень большим. Как это бывает обычно н случае простого пограничного слоя, влияние вязкости часто ограничивается некоторым тонким слоем, толщина которого стремится к нулю, когда число Рейнольдса становится бесконечным. С другой стороны, мы увидим, что в нашем случае влияние вязкости может распространяться на конечную область в жидкости, толщина которой не стремится к нулю в пределе при бесконечном числе Рейнольдса. [c.168]

При обтекании вязкой жидкостью неподвижных твердых поверхностей распределение скоростей всегда неравномерное, так как помимо вытесняющего влияния на жидкость твердая поверхность оказывает еще тормозящее действие, являющееся следствием прилипания к ней жидких частиц. При малых числах Рейнольдса переход от нулевых скоростей на стенке к их конечным значениям может происходить постепенно так, что область тормозящего влияния стенки оказывается сравнимой со всей областью течения. Рассчитать такое течение можно, используя полные уравнения Навье—Стокса (или уравнения Рейнольдса, если поток турбулентный), решение которых является непростой задачей. Однако при больших числах Рейнольдса течение приобретает некоторые особенности, позволяющие эту задачу упростить. Так, по мере возрастания Re область вблизи стенки, где происходит интенсивное нарастание скоростей, становится все более узкой в этой области сосредоточивается основное влияние вязкости в ней локализуется интенсивное вихреобразование, а за ее пределами поток оказывается слабозавихренным и может приближенно считаться потенциальным. [c.325]

Однако, соотношения будут совершенно другими при больших числах Рейнольдса, когда скорость или размеры тела очень велики или когда кинематическая вязкость оче 5Ь мала. В этом случае внутри жидкости (т. е. исключая области соприкосновения жидкости с твердым телом) действия инерц1[и имеют преобладающее значение, в то время как действия вязкости почти исчезают. Но, как мы уже видели на стр. 9, действиями вязкости в диференциальном уравнении движения полностью пренебрегать отнюдь нельзя, так как в таком случае уравнения Навье-Стокса переходят в уравнения Эйлера, для которых, как мы заметили уже на стр. 74, невозможно удовлетворение необходимого пограничного условия — прилипания жидкости к стенке, ограничивающей жидкость. [c.79]

Сопротивление тел в околозвуковом, сверхзвуковом и гиперзвуковом диапазонах скоростей представляет особую область газовой динамики, которую во вводном курсе осветить невозможно. Поэтому здесь будут приведены лишь некоторые экспериментальные результаты для основных форм обтекаемых тел и некоторые ссылки на более обширные источники информации. Изменение коэффициента сопротивления сфер и цилиндров в зависимости от числа Маха свободного потока в диапазоне от 0,1 до 10 иллюстрируется на рис. 15-29. На этом рисунке показано влияние сжимаемости при числах Рейнольдса как выше, так и ниже того, которое необходимо для перехода в пограничном слое от ламинарного течения к турбулентному. Для чисел Маха больше 0,7 влияние вязкости стаиовится малым, и кривые сливаются. Для сопоставления на рис. 15-30 Л. 14] показаны характеристики сопротивления удлиненной ракеты, корпус которой представляет собой заостренное тело вращения. Это тело имеет очень высокое критическое число Маха (Макр 0,95), и при Ма=3 сила сопротивления, действующая на него, составляет примерно 1/5 от сопротивления сферы с тем же диаметром, что и максимальный диаметр ракеты. Удобообтекаемое с точки зрения дозвукового потока тело, т. е. тело со скругленной передней кромкой, испытывает в сверхзвуковом потоке очень высокие силы сопротивления по сравнению с заостренными телами. [c.428]

Сложность этого вопроса усугубляется еще тем. что скорость приближения к изотропии у возмущений с разными волновыми числами оказывается различной. В случае наиболее длинноволновых возмущений (с очень малыми значениями к) стремление к изотропии проявляется слабо для идеализированной модели однородной турбулентности в безграничном пространстве (для которой только и имеет смысл говорить о возмущениях со сколь угодно малыми к) при некоторых специальных условиях регулярности , налагаемых на поле скорости, можно даже доказать теоретически, что асимптотическая форма спектрального тензора р1](к, t) при Л->0будет сохраняться неизменной в процессе эволюции турбулентности, так что начальная анизотропия в крайней длинноволновой области здесь никогда не исчезнет (подробнее об этом см. ниже п. 15.2). Для области спектра, содержащей основную часть энергии турбулентности, приближение к изотропии определенно имеет место, но является довольно медленным (оно характеризуется теми же масштабами времени, что и общий процесс убывания энергии турбулентности под действием вязкости ср. работы Таунсенда (1954), Уберои (1957). Милса и Корсина (1959), Корсина (1959) и Уберои и Уоллеса (1966). результаты которых кое в чем расходятся друг с другом) ). Наоборот, в области наиболее мелких возмущений, характеризующихся большими значениями к, приближение к изотропности происходит очень быстро при достаточно больших значениях числа Рейнольдса изотропность в этой области спектра устанавливается раньше, чем общая энер-,гия турбулентности успевает существенно измениться. Это обстоятельство [c.116]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...