Основные зависимости для турбулентного течения

Основные зависимости для турбулентного течения [c.60]

До настоящего времени основные зависимости для турбулентного течения теоретически еще не выведены. [c.60]

Турбулентный пограничный слой. Для турбулентного течения профиль скорости в основной части потока (за исключением вязкого подслоя) можно задать зависимостью [19] [c.330]

Получаемые таким путем формулы не вполне удовлетворительны, так как хотя и дают хорошее соответствие экспериментам для турбулентного ядра течения, но не удовлетворяют некоторым естественным условиям (например, равенству нулю градиента скорости на оси трубы). Усилия многих исследователей были направлены поэтому на уточнение полуэмпирических теорий, в первую очередь путем учета молекулярной вязкости в турбулентном ядре. В этом направлении достигнуты определенные успехи. В частности, получены достаточно удобные расчетные зависимости для коэффициентов сопротивления, применимые в широком диапазоне изменения параметров. Тем не менее не потеряли своего значения и основные результаты основоположников полуэмпирических теорий, поскольку ими были установлены фундаментальные закономерности течения в трубах. Одной из таких фундаментальных закономерностей является логарифмический закон распределения скоростей турбулентного потока в круглой цилиндрической трубе, к обоснованию которого мы и перейдем. [c.169]

Хотя в принципе эта формула пригодна для всех зон сопротивления, но применяется она главным образом для турбулентных режимов, так как в случае ламинарного течения чаще всего удается получить более удобные расчетные зависимости. Сложные трубопроводы, как указывалось, имеют разветвления. Составим основные расчетные зависимости применительно к схеме параллельного включения нескольких труб между точками разветвления (рис. 92). Для каждой из ветвей значение напора в сечениях А и В одинаково. Следовательно, потеря напора между этими сечениями одна и та же [c.196]

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]

Приближенные схемы и основные расчетные зависимости для затопленной свободной турбулентной струи несжимаемой жидкости. Согласно опытам, уже на небольшом расстоянии от начального сечения в струйном пограничном слое профили продольной скорости приобретают форму, характерную для автомодельного течения. Поэтому в практических приложениях часто вместо полной схемы струи с тремя участками, используется упрощенная схема (рис. 22, б). В этой схеме исключается из рассмотрения переходной участок. При этом вместо двух ограничивающих его сечений рассматривается одно, называемое переходным. Границы пограничного слоя принимаются линейными. Продолжив внешние границы струи на основном участке до пересечения с ее осью, получаем в точке О пересечения полюс основного участка струи. [c.85]

Поскольку при современном уровне наших знаний структуры турбулентного течения жидкостей невозможно теоретическое решение задач о трении и теплообмене в турбулентном пограничном слое на пористой поверхности, решающее значение имеет накопление опытных данных о влиянии скорости притока охладителя на касательное напряжение у стенки, профили скорости и толщину ламинарного подслоя при различных газодинамических условиях течения. Выполненные до настоящего времени экспериментальные исследования не дают необходимых данных для широких теоретических обобщений. Основной задачей многих экспериментов являлось установление зависимости между температурой поверхности пористого материала и массовым расходом охладителя при различных скоростях и температурах потока нагретого газа, а также определение коэффициентов трения и теплообмена на стенке в зависимости от расхода охладителя при различных условиях течения. [c.516]

Гидродинамические процессы, протекаюш ие при поперечном омывании цилиндра, включают в себя практически все классические задачи гидродинамики. Здесь и развитие ламинарного пограничного слоя в условиях отрицательного градиента давления (в лобовой части цилиндра), особенности течения в критических точках (<р=0, 180°), влияние внешней турбулентности на развитие и. характеристики пограничных слоев, переход ламинарного пограничного слоя в турбулентный, отрыв ламинарного и турбулентного пограничных слоев (при ср=80°, а также 135° — для сверхкритического обтекания), течение в зонах отрыва и циркуляционных зонах, возникновение возвратных пограничных слоев в задней части цилиндра и т. д. По указанным вопросам выполнено большое количество теоретических и экспериментальных работ [1]. Ниже приводятся основные расчетные зависимости для различных участков цилиндра. [c.4]

Полуэмпирические теории турбулентности строятся на основе аналогии между турбулентностью и молекулярным хаосом. В них основную роль играют такие понятия, как путь перемешивания (аналог средней длины свободного пробега молекул), интенсивность турбулентности (аналог средней скорости движения молекул), коэффициенты турбулентной вязкости, теплопроводности и диффузии. На основе той же аналогии делается предположение о существовании линейной зависимости между тензором турбулентных напряжений и тензором средних скоростей деформации, а также турбулентным потоком тепла (или пассивной примеси) и средним градиентом температуры (или концентрации примеси). Эти предполагаемые зависимости дополняются затем еще некоторыми гипотетическими закономерностями, общий вид которых устанавливается с помощью качественных физических рассуждений или же просто подбирается наудачу из соображений простоты. Далее принятые предположения (или какие-либо простые следствия из них) проверяются на эмпирическом материале, и при этом попутно находятся значения неопределенных постоянных, входящих в используемые полуэмпирические соотношения. Если результаты проверки оказываются удовлетворительными, то полученные выводы распространяются на целый класс турбулентных течений, родственный тем, к которым относились выбранные для проверки теории эмпирические данные. [c.19]

Задача экспериментального определения функций от двух переменных представляется также достаточно сложной, но уже не безнадежной. Замечательно, однако, что в некоторых случаях удается теоретически предсказать форму зависимости соответствующих функций двух переменных от одного из них, а для ряда статистических характеристик вообще свести всю неопределенность, имеющуюся в теоретических формулах,, к неопределенности в выборе числового коэффициента. Для этого надо только использовать дополнительные соображения о подобии, относящиеся к совсем другому классу турбулентных течений, включающему атмосферную турбулентность в качестве частного случая. Рассмотрению такого подобия будет посвящена основная часть гл. 8 в ч. 2 поэтому дальнейший анализ формул типа (7.94) мы отложим до ч. 2 настоящей книги. [c.405]

Коэффициент теплопередачи к и эффективность теплообменника 8, входящие в выражение (9.32), зависят от водяных эквивалентов. Поэтому необходимо ввести дополнительные ограничения. В газожидкостном теплообменнике к в основном определяется коэффициентом теплоотдачи по воздуху, т. е. Для турбулентного режима течения указанная зависимость принимает вид [c.218]

Результаты экспериментальных исследований при гиперзвуковых скоростях течения [5] показывают значительное уменьшение турбулентного касательного напряжения с увеличением числа Маха. Уменьшение температурного фактора TJT, оказывает аналогичное воздействие на рейнольдсовы напряжения. Основное влияние на механизм генерации и диссипации турбулентности оказывает число Маха. При больших гиперзвуковых числах Маха (Ме>10) в условиях холодной стенки Гю/Г.ягО.П- -0.15 измерения турбулентной вязкости и длины пути смешения показывают значительное уменьшение безразмерной эффективной вязкости р-т/Мвб во внешней области. Постоянная р. в формуле для длины пути смешения (6.29) уменьшается с увеличением числа Маха. При гиперзвуковых скоростях течения в условиях холодной стенки модель турбулентного переноса может быть уточнена введением функциональной зависимости для р. [c.325]

В результате упрощения исходного уравнения количества движения (2.2.15), которое содержит нелинейные конвективные члены, получается уравнение (2.2.23) для одномерного течения, в которое входит нелинейный член, учитывающий квадратичную зависимость напряжения трения от скорости. Исходное уравнение (2.2.15) используется для описания только ламинарного течения, а упрощенное уравнение (2.2.23) пригодно для описания как ламинарного, так и турбулентного течения и в этом его основное достоинство. Чтобы описать ламинарное течение, для которого с помощью уравнения (2.2.23) [c.68]

В то же время, согласно предложению Кармана, в самом турбулентном пограничном слое (по его толщине) можно выделить следующие три основные подслоя. Подслой ламинарного течения — у самой поверхности переходный подслой и турбулентный пограничный слой. В ламинарном подслое изменение скорости потока в зависимости от расстояния от поверхности происходит по параболическому закону в турбулентном слое — по логарифмическому. Довольно часто для турбулентного пограничного слоя используется закон одной седьмой, т. е. Ыд./ыо = (г//б) - [c.29]

В предыдущем параграфе показано, что для расчета основного участка турбулентной струи нужно определить расстояние от сопла до переходного сечения, которое зависит от особенностей течения в начальном и переходном участках струи. Была получена зависимость, характеризующая нарастание толщины [c.389]

В процессе теплообмена около поверхности пластины формируется тепловой пограничный слой, в пределах которого температура теплоносителя изменяется от значения, равного температуре стенки t , до температуры потока вдали от поверхности (рис. 3-5). Характер распределения температуры в тепловом пограничном слое зависит от режима течения жидкости в динамическом пограничном слое. Сам характер формирования теплового слоя оказывается во многом сходным с характером развития динамического пограничного слоя. Так, при ламинарном пограничном слое отношение толщины динамического б , и теплового слоев зависит только от числа Прандтля, т. е. от теплофизических свойств теплоносителя. Это значит, что зависимость от скорости и расстояния X сохраняется такой же, как и для динамического слоя. При значении Рг = 1 толщины слоев оказываются равными друг другу л- При ламинарном течении перенос теплоты между слоями жидкости, движущимися вдоль поверхности, осуществляется путем теплопроводности. При турбулентном пограничном слое основное изменение температуры происходит в пределах тонкого вязкого подслоя около поверхности, через который теплота переносится также только путем теплопроводности. В турбулентном ядре пограничного слоя из-за интенсивного перемешивания жидкости изменение температуры незначительно и поле температур имеет ровный, пологий характер. Таким образом, как при ламинарном, 72 [c.72]

Первым наиболее подробным и правильно поставленным экспериментальным исследованием теплоотдачи при турбулентном режиме течения газов является работа Нуссельта [П5]. При обработке данных он впервые применил теорию подобия и получил обобщенную зависимость. В дальнейшем было проведено большое количество новых исследований с различными каналами и разного рода жидкостями в широком диапазоне изменения основных параметров. На основе анализа и обобщения результатов этих исследований для расчета средней теплоотдачи установлена зависимость [621 [c.89]

Таким образом, в зависимости от способа подвода жидкости к входному сечению канала и от числа Рейнольдса пограничный слой в этом сечении может иметь турбулентное или ламинарное течение с последующим переходом в турбулентный режим. В соответствии с этим изменяется и теплоотдача по длине трубы. Если труба короткая, то большая часть ее занята начальным участком с описанными выше сложными явлениями. В длинных трубах влияние этого начального участка невелико и основная часть находится в стабилизированной области, где теплоотдача с длиной трубы изменяется незначительно. Зависимость теплоотдачи от характера и величины гидродинамических возмущений в потоке жидкости широко используется для интенсификации процессов конвективного теплообмена в том случае, когда нельзя увеличить скорость (см. 3-12). [c.135]

Зависимости (2-14) резко различаются для ламинарного и турбулентного режимов течения, граница между которыми устанавливается критическими числами Рейнольдса (данные табл. 2-4 относятся в основном к турбулентному режиму, более важному для теплотехнической практики). [c.35]

Во многих случаях утечки жидкости через кольцевые зазоры между поршнем и цилиндром, через сальники и т. п. можно отнести к ламинарному течению и исследовать их как ламинарный поток. Результаты исследований для некоторых аналогичных случаев приведены на фиг. 3.6. При больших Ке в потоке могут наблюдаться случайные поперечные движения частиц жидкости, наложенные на основное продольное движение. Поток уже не содержит устойчивых линий тока. Для этих условий зависимость между напряжениями сдвига и градиентом скорости чрезвычайно сложна и не существует точного, теоретически обоснованного описания этого явления. Для этого случая наиболее удобно выражать напряжения сдвига в виде т=/д(]/ /2), где f — коэффициент трения. Для трубы коэффициент трения f является функцией Ке, шероховатости стенок трубы и расстояния от входа в трубу. Основные сведения о коэффициенте трения [ турбулентного потока относятся к экспериментальным данным. Величина этого [c.71]

Начало переходного режима (или момент запуска сопла), зависимость его от геометрических параметров сопла и газодинамических параметров потока необходимо знать для того, чтобы избежать резкого понижения давления в эжекторном контуре и высокого уровня потерь тяги в эжекторных соплах вследствие этого понижения давления. Это достигается путем перехода к отрывному или автомодельному течению за счет выбора геометрических параметров сопла на основных режимах полета самолетов. При этом решается также задача смещения режима запуска на неосновные режимы полета самолетов, где высокий уровень потерь слабо сказывается на экономичности двигателя или самолета. Сложность течения в турбулентном пограничном слое струи при достаточно быстром, практически нестационарном, изменении размеров струи в момент запуска сопла обусловили отсутствие надежных расчетных методов определения момента наступления этого режима и необходимость проведения экспериментальных исследований. Достаточно подробно переходный режим течения, включая режим запуска в эжекторных соплах, исследован в работах [16], [18], [33], [74], [75] и др. [c.138]

Как данные экспериментов, так и аккуратные расчеты, учитывающие зависимое ь напряжения трения т от z, показывают, что профили средних гидродинамических полей и основные интегральные характеристики турбулентных течений мало чувствител1,ны к даже довольно значительным изменениям т. Поэтому, например, к слою, в котором т меняется не больще чем на 15—20%, почти всегда можно смело прилагать упрощенную теорию, предполагающую, что т = onst. Ниже мы увидим, что в ряде случаев результаты, полученные при таком предположении, дают неплохое приближение даже и для всего сечения канала (или трубы), [c.225]

Данные о критических числах Рейнольдса в основном получены в опытах с воздухом. Если Ти<0,1%, значение нижнего критического числа Рейнольдса ReKpi не зависит от степени турбулентности набегающего потока и для изотермического течения равно 3,1-Ю [Л. 51, 52]. По данным Л. М. Зысиной-Моложен для случая продольного без-градиентного омывания пластины воздушным потоком зависимость Кекр от Ти и температурного фактора Т с/Т о может быть описана уравнением [c.191]

Зависимость для изменения угла ф по толщине ламинарного слоя может быть получена аналогичным путем. Предпочтение, оказанное здесь турбулентному слою, объясняется тем, что на рабочих лопатках на основной части их поверхности при вращении ротора пограничный слой является турбулентным. В кон-фузорной области, где течение в пограничном слое может быть ламинарным, как будет дальше показано, отклонение жидкости в радиальном направлении мало, и количественный учет его влияния не представляет интереса. [c.226]

Указанный метод обработки экспериментальных данных был широко использован также в работах Бекера [64—67], Даклера [103], Ван Вингена [99] и других исследователей. Однако эмпири-ческие зависимости, полученные в этих работах, не могут претендовать на общность хотя бы по той причине, что получены на основании гипотез с весьма искусственными допущениями. Так, например, предположение Мартинелли о том, что можно получить единую зависимость для всей зоны турбулентного течения смеси независимо от структуры потока, не соответствует действительности. В дальнейшем будет показано, как с изменением структуры течения смеси резко меняются закономерности изменения основных гидравлических параметров — истинного газосодержания и коэффициента сопротивления, вследствие чего практически исключается возможность построения единой гидравлической модели всево.зможных структур течения. [c.10]

Основное значение для элементов рассматриваемого типа, если иметь в виду возможности их использования в области автоматики, имеет характеристика изменения суммарного расхода воздуха Р2 = Ро+Рь или, если исчислять его не в объемных, а в весовых единицах, 62 = 00+61 в функции от избыточного давления управления р1. Методика расчета этой характеристики рассмотрена в работе [83], причем учитывается возможность работы струйного вихревого элемента с большими перепадами давлений, при которых истечение из канала управления и пз выходного канала может быть докритическим или надкритическим. Исходной точкой данной характеристики является точка, определяемая из условия р1 = 0, отвечающая режиму течения воздуха через камеру без завихривания. При достаточно большом проходном сечении на входе потока в камеру и относительно небольшой длине выходного канала рассматриваемая точка характеристики в основном определяется площадью сечения на выходе, равной = лг , и коэффициентом расхода выходного канала. Зависимость расхода воздуха через выходной канал от отношения абсолютного давления в камере к абсолютному давлению за выходным каналом определяется при этом аналогично тому, как это делается для турбулентных дросселей. Другие точки рассматриваемой характеристики, получаемые при [c.219]

Критерий Пекле называют иногда критерием конвективного теплообмена. Чем больще критерий Ре, тем выще доля тепла, переносимого в жидкости за счет конвекции по сравнению с переносом за счет теплопроводности. Критерий Рейнольдса является важнейшей характеристикой состояния потока в частности, критерий Ре показывает, имеет ли место турбулентное или ламинарное течение жидкости при турбулентном течении распределение скоростей по сечению потока зависит от Ре. Критерий Грасгофа характеризует влияние на процесс конвективного теплообмена подъемной силы, возникающей за счет разности плотностей жидкости. Очевидно, при изотермическом течении 0г = 0. Критерий Прандтля характеризует физические свойства жидкости. Так как он целиком составлен из физических параметров, то он и сам является физическим параметром и, следовательно, может являться функцией тех же величин, от которых зависят составляющие его физические параметры. Критерий Рг определенных капельных жидкостей зависит только от температуры, причем для большинства жидкостей эта зависимость в основном аналогична зависимости вязкости (х от температуры, т. е. при увеличении температуры Рг резко уменьшается. Для воды, например, [c.299]

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]

При построении гидродинамической теории локально изотропной турбулентности прежде всего надо преобразовать динамические уравнения для моментов основных гидродинамических полей к виду, содержащему лишь локальные характеристики. Сделать это совсем нелегко вследствие громоздкости общих уравнений для момгнтов. Поэтому на первых порах целесообразно прибегнуть к следующему эвристическому приему. Воспользуемся тем, что статистический режим мелкомасштабных компонент турбулентности при больших Re не зависит от особенностей макроструктуры потока, сказывающейся лишь на величине параметра е. Отсюда вытекает, что и динамические уравнения для характеристик локально изотропной турбулентности не могут зависеть от характера крупномасштабных турбулентных движений. Таким образом, нам достаточно вывести эти уравнения хотя бы для одного турбулентного течения с достаточно большим Ре, и, следовательно, мы вполне можем ограничиться рассмотрением лишь простейшего случая изотропной турбулентности в безграничном пространстве. Найдя для этого случая связи между локальными характеристиками и учтя, что в силу гипотез подобия Колмогорова указанные характеристики должны быть одинаковыми во всех турбулентных течениях с достаточно большими Ре и одинаковыми значениями е и V, мы сможем считать найденные зависимости универсальными, т. е. одними и теми же для любой локально изотропной турбулентности. После этого, разумеется, будет интересно попытаться вывести полученные соотношения сразу для общего случая (т. е. без предположения об изотропности турбулентности) такой более общий вывод мы рассмотрим в конце настоящего пункта. [c.363]

В книге [10], изданной в 1969 г., мы имели основание писать, что общепринятый в США метод обработки и обобщения экспериментальных данных для определения гидравлических сопротивлений при течении двухфазных смесей (метод Мартинелли) в основном отражает закономерность значительного изменения плотности смеси и массового расходного газосодержания, но не характеризует изменения сопротивления трения. Кроме того, предположение Мартинелли о том, что можно получить единую зависимость для всей зоны турбулентного течения смеси независимо от структуры потока, не соответствует действительности. В дальнейшем были определены основные структуры течения смесей и показано, как с изменени- [c.3]

Таким образом, применительно к затупленным телам основная задача расчета состоит в том, чтобы определить, как далеко вдоль боковой поверхности будет происходить перетекание пленки и где сдвигающие усилия потока окажутся столь невелики, что весь унос будет происходить в газообразном виде, т. е. прекратится процесс оплавления. Конечно, ответ на этот вопрос суш,е-ственно зависит от вязкости расплавленного стекла. В работе [Л. 8-2] приведены примеры расчетов для кварцевого стекла при различных условиях обтекания, в том числе и при смене режима течения в пограничном слое с ламинарного на турбулентный. Из рис. 8-27 видно, что расплавленная пленка практически не обладает инерцией как только сдвигающие напряжения аэродинамического обтекания становятся малыми, течение расплава прекращается и двумерностью переноса тепла можно пренебречь. Действительно, градиент температуры вдоль поверхности при xjR>2 уже не превышает 250 К/м. Однако даже максимальное отмеченное значение продольного градиента температуры (dTJdx) не превысило 2% градиента температуры по толщине пленки (дТ1ду)ю- Это подтверждает правильность представления вязкости в виде зависимости только от координаты у [уравнение (8-33) ]. [c.230]

Режимы течения пленок зависят в основном от числа Re (Re = пл з/ г = W2/1J-2. где /Из = p.jWnjjOj—расход pj — плотность жидкости 62—толщина пленки и л — средне-расходная скорость). В зависимости от величины Re наблюдаются три основных режима течения 1) ламинарный со спокойной поверхностью раздела фаз (Re g50) 2) ламинарный с волнистой поверхностью (50< 300). Кро.ме того, при весьма малых толщинах пленки наблюдается ее распад на отдельные капли или струйки, что зависит от условий смачиваемости и обусловлено капиллярными силами. При больших толщинах пленок и значительных скоростях омывающего потока происходит отрыв гребней и унос потоком большей части жидкости. На рис. 3-12,а показана схема движения иленки по плоской поверхности под действием сил треиня газовой фазы. Здесь же привюдятся ОСНОВНЫЕ обозначения и приближенная но-.ыограмма различных режимов течения жидкости [Л. 224]. Для тонких пленок при ма- [c.59]

Основными видами шероховатости являются равномерно-зернистая и шероховатость технических труб. Зависимость гидравлических потерь на трение от расхода или средней скорости для 1урбулентного режима течения криволинейная, причём для больших чисел Re она описывается квадратичной параболой. В некоторых случаях для многих видов шероховатостей в ходе зависимостей коэффициента гидравлического трения в функции числа Рейнольдса нарушается монотонный характер, появляются участки максимумов и минимумов, смещающихся по числу Рейнольдса с изменением высоты или формы элементов шероховатости, Увеличение дисперсии высоты выступов ведет к увеличению коэффициента гидравлического трения во всей области чисел Рейнольдса. Определенное значение имеет шаг и плотность размещения элементов шероховатости, С увеличением расстояния между выступами увеличивается генерация турбулентности на каждом элементе, затем сопротивление начинает зависеть от числа выступов на единицу длины, [c.88]

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]

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]

Опыты показывают, что свободная турбулентность имеет двоякую структуру. Основная часть пульсаций имеет сравнительно малый масштаб и высокие частоты от нескольких килогерц до 200 Гц и содержат основную часть турбулентной энергии. На эту структуру налагается система больших вихрей с частотой пульсаций порядка 20.... 30 Гц. Расширение свободных турбулентных струй определяется движением этих вихрей, для которых справедлива зависимость (17.6). Большие вихри искривляют границы пограничного слоя с ядром постоянной скорости и с окружающей средой и осуществляют захват нетурбулентной жидкости. Эта модель предполагает наличие сравнительно резкой границы между турбулентной и нетурбулентной жидкостью, что подтверждается опытом. В тонком слое, в месте соприкосновения турбулентной и нетурбулентной жидкостей, должна проявляться вязкость, так как передача завихренности может происходить только за счет сил сдвига. Этот тонкий слой называется ламинарным надслоем, по аналогии с ламинарным подслоем в турбулентном пограничном слое на твердой поверхности. Очевидно, что в области границ струйного пограничного слоя течение имеет перемежающийся характер, так как через данную точку пространства хаотически во времени проходят моли жидкости различной степени турбулентности. На рис. 17.1 сопоставляются поле скорости и коэффициент перемежаемости у (см. п. 6.1) в сечении основного участка струи. Вблизи оси струи коэффициент перемежаемости равен единице, а в области границы он резко падает до нуля. Характерно, что ширина струи, определенная по пульсациям скорости, т. е. по у, всегда превышает ширину, определенную по осредненной скорости. График распределения степени турбулентности ги = ы Ыт по сечению основного участка струи показывает неравномерность этого распределения. Максимум интен- сивности примерно соответствует максимуму йи (1у. [c.333]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...