Структура областей возмущенного течения

Структура областей возмущенного течения [c.107]

При дальнейшем увеличении р/, проявляются вязкостные эффекты. Здесь следует выделить особую структуру течения, соответствующую развитию отрыва перед управляющей поверхностью. Однако максимальное давление в области возмущенного течения перед органом управления не превосходит величины Рр, соответствующего давлению в зоне смешения при развитом отрыве и определяемой, например, соотношением Рр = р1 1 -I- 0,5М]), где индексом / обозначены параметры потока перед [c.170]

Рассмотрим картину течения перед затупленным телом с центральной иглой. Если длина такой иглы не превышает расстояния до криволинейного отошедшего скачка уплотнения (рис. 6.1.1,а), то ее влияние распространяется лишь на течение за этим скачком и оказывается несущественным. Выдвижение острия иглы 9 за пределы криволинейного скачка уплотнения (рис. 6.1.1,6) приводит к перестройке структуры возмущенного потока, которая характеризуется новой системой скачков уплотнения. Это обусловлено отрывом потока от поверхности иглы, который обычно происходит вблизи основания конического острия (излома). Такой отрыв вызывается большим положительным градиентом давления в пограничном слое на поверхности иглы, обусловленным торможением потока перед телом. В результате отрыва возникает застойная зона 1 с возвратным течением. Оторвавшийся пограничный слой смешивается в зоне 2 с внешним возмущенным течением и присоединяется к обтекаемой затупленной поверхности в области 3. Разделяющие линии тока 8 в зоне смешения образуют поверхность, близкую к конической, пересекающуюся с головной частью в точках Л и 5. В месте присоединения сверхзвуковой поток претерпевает поворот, который [c.383]

Обычно дополнительное требование принадлежности волнового числа той или иной области, определяемой либо предположением о структуре возмущенного течения, либо особенностями профилей 7о. доведет к зависимости а = а(е). [c.114]

Малое отличие величин давления, измеренных в первом (точки /) и во втором (точки 2) дренажных поясах экспериментальной модели [1, 2], подтверждает отмеченный ранее в [3,4] и в других работах конический характер возмущенного течения, нарушающийся лишь в областях перехода пограничного слоя от ламинарного к турбулентному состоянию. Это позволяет провести аппроксимирующие кривые (сплошные линии) для распределения давления в возмущенной области, упрощающие понимание реализующейся структуры течения и ее анализ. [c.63]

Специфической особенностью закрученных потоков является возникновение областей течения с активным или консервативным воздействием центробежных массовых сил на структуру потока, в которых поле массовых сил способствует развитию случайных возмущений или подавляет их. [c.7]

С учетом вязкости область неустойчивости на рис. 81 сокращается и располагается внутри зоны невязкой неустойчивости. Автор работы [10] определил собственную функцию ф( ) для нейтральных колебаний (см. рис. 81, точка /). Определенные по значению этой функции линии тока возмущенного движения выглядят так, как показано на рис. 82. Многие экспериментальные работы при вынужденных возмущениях пограничного слоя показали хорошую сходимость результатов, характерных естественным возмущениям, с данными рис. 81. Однако при этом выяснилось, что нарастание неустойчивых волн приводит к явно выраженной трехмерной структуре течения. [c.179]

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]

Дисперсно-кольцевой режим течения с развитой волновой структурой поверхности пленки. Этот режим течения характеризуется образованием крупных волн возмущения (уединенные катящиеся, шквальные волны), высота которых может быть на порядок больше, чем средняя толщина пленки (подробное описание волн, характерных для этой области течения, дано в гл. 2). Пузырьковое кипение в пленке также имеет место. [c.101]

Конкретный режим зависит от многих факторов, среди которых главным, по-видимому, является соотношение мел<-ду силами инерции и силами вязкости, характеризуемое числом Рейнольдса. При сравнительно низких его значениях ламинарное течение оказывается устойчивым, и все возмущения, вносимые в пограничный слой как со стороны внешнего потока, так и со стороны обтекаемой поверхности, быстро затухают. В этом случае вязкость потока играет стабилизирующую роль. Однако с приближением к некоторому критическому числу Рейнольдса можно наблюдать периодическое нарушение ламинарного режима. Внутри пограничного слоя образуются небольшие области (турбулентные пятна), где разрушается слоистое течение за счет возникающего поперечного переноса массы. Турбулентные пятна появляются через неправильные промежутки времени и весьма неравномерно распределены по пограничному слою. С увеличением Re растет как число этих пятен, так и частота их следования, пока все течение в пристеночной области не приобретает гомогенной структуры. Мгновенные скорости в этом случае меняются с течением времени по очень сложному закону, но среднестатистические их значения от времени не зависят. Этот новый тип течения получил название турбулентного. [c.164]

Декременты нормальных возмущений, определяемые краевой задачей (44.1), зависят от двух параметров — числа Рейнольдса и волнового числа. Для выяснения структуры спектра полезно рассмотреть сначала предельный случай малых скоростей течения, т. е. область малых значений числа Рейнольдса. В этой области рещение можно получить методом малого параметра, разлагая собственные функции и собственные числа в ряды по степеням г = (кК [c.307]

Для получения представления о структуре потока, обтекающего тела, экспериментальная аэродинамика пользуется спектрами обтекания. Картина обтекания автомобиля сводится в обп ем к следующему. Вдоль верхней поверхности кузова и боковых стенок идет плавное течение. Перед ветровым стеклом и на капоте мотора плавность течения нарушается и местами получается даже обратное направление течения потока. Сильно возмущенной областью является также область, лежащая непосредственно позади кузова. В общем виде схема обтекания представлена [c.5]

Итак, большинство эффектов, наблюдающихся в не описываемых классическими уравнениями пограничного слоя Прандтля ламинарных течениях, например, таких, как течения с отрывом, достаточно хорошо поняты теоретически. В общем случае в потоке возникают вязко-невязкие структуры, причем области течения вне и внутри пограничного слоя воздействуют друг на друга на относительно коротких масштабах длины. Несмотря на впечатляющие успехи асимптотического подхода и наличие ряда законченных результатов, данный круг явлений продолжает оставаться в фокусе внимания, о чем свидетельствуют многочисленные публикации последнего десятилетия. Интерес исследователей привлекает, во-первых, возможность приложений основных идей развитых теоретических методов к более сложным процессам (резонансные тройки, трехмерные пограничные слои, высокочастотные осцилляции в потоке, взаимодействие сильно нелинейных возмущений различных типов, ранние стадии ламинарно-турбулентного перехода) [c.7]

Асимптотическое краевое условие в окрестности = О вытекает из сращивания с решением из области больших возмущений, где справедлива четырехслойная структура течения. Краевая задача (2.3.6) известна в теории присоединения слоя смешения при падении сверхзвуковой струи на плоскость [255, 269]. Ее решение, полученное численными методами, представлено в [270]. Состоящая из подслоев 1,2,5 трехслойная область = 0(1), исследование которой сводится к (2.3.6), замечательна тем, что в ней происходит касание нулевой линии тока обтекаемой поверхности при конечном значении координаты х = х . [c.52]

Как видно из (3.3.10), (3.3.11), пятислойной схеме возмущенного поля скоростей с критическим слоем, отделенным от пристеночного невязкой областью (см. рис. 3.1,6), соответствует единственная мода колебаний, которая переходит в первую моду из спектра образующих трехслойную структуру течения собственных колебаний (см. рис. 3.1, а), когда волновое число изменяется в диапазоне ReЗ/8 А Не /20. [c.66]

Структура течения в сверхзвуковой области и форма ударной волны определяются значениями газодинамических параметров на предельной характеристической поверхности и формой тела. Ударная волна образуется в результате взаимодействия невозмущенного потока и течения вблизи поверхности тела и влияет на сверхзвуковую область течения, расположенную ниже по течению. Механизм передачи возмущений тесно связан с поведением характеристик и линий тока, вдоль которых распространяются возмущения. Характеристики соответствуют волнам сжатия или разрежения, если давление и плотность увеличиваются или соответственно уменьшаются вниз по потоку от одной характеристики к другой вдоль характеристик другого семейства. Это определение носит локальный характер и не отражает возможных более сложных ситуаций, но вместе с тем оказывается удобным для понимания качественных свойств течения [23 [c.226]

Область струи между выходом из сопла и сечением отражения скачка уплотнения от границы называется первой бочкой струи конец первой бочки является началом второй и т.д. Концы бочек по мере увеличения N удаляются от сопла и являются источниками дополнительных возмущений (см. рис. 1.1, б). Пульсации параметров в ресивере передаются на границу струи и вызывают пульсации в окружающей среде. Неустойчивость контактных и тангенциальных разрывов к малым возмущениям может стать причиной возникновения нестационарного течения в некоторых областях струи. Неравномерность течения газа в сопле и сопловые скачки уплотнения, которые практически всегда зарождаются в расширяющейся части сопла [7], оказывают сильное влияние на структуру течения в первой бочке струи и слабо сказываются на параметрах периодической структуры начального участка струи. [c.18]

Для сферы радиусом / = 5 см и высоты 54 км (Ке = 5631) решения задачи в рамках Навье - Стокса и вязкого ударного слоя также близки по всем параметрам. Для высоты 61,9 км (Ке <, = 1963) различие наблюдается в основном в размерах возмущений области течения около сферы из-за умеренных чисел Ке. Распределения же газодинамических параметров и основных компонентов диссоциированного воздуха в большей части ударного слоя (вне структуры ударной волны) для этих двух решений остаются по-прежнему близкими. Различие в решениях становится более существенным для высоты 74,9 км (Ке <, = 1039) (фиг. 3). Вследствие малых чисел Ке размер возмущенной области течения в окрестности критической линии перед сферой из решения уравнений Навье - Стокса в 1,5 раза превосходит аналогичную величину, полученную при решении уравнений вязкого ударного слоя. В этой области наблюдается различие в распределениях давления для этих двух решений (фиг. 4), связанное с влиянием ряда диссипативных членов, которые не учитываются в уравнениях вязкого ударного слоя. В этой точке траекторий для сферы Н - 5 сы эффекты вязкости существенны во всей возмущенной области течения, здесь нет ярко выраженного пограничного слоя около тела и невязкого ядра потока. [c.182]

Из полученного решения следует, что основное течение в пограничном слое является двумерным течением Блазиуса. Решение в окрестности передней кромки (2.8) показывает, что возмущения скорости на границе пограничного слоя, периодические в направлении, перпендикулярном потоку, имеют поперечную компоненту порядка единицы. Они развиваются в пограничном слое Блазиуса на расстоянии порядка / в полосчатую структуру, в которой возмущения продольной компоненты скорости порядка Н, а остальных ее составляющих порядка единицы [5, 7]. Предполагая аналогичный характер их развития на пластине с наклонной передней кромкой, будем искать решение в вязкой области в виде [c.115]

Структуры течения в возмущенной области, представленные на фиг. 3, а - 5, а, отвечают интенсивности падающего скачка уплотнения и углу стреловидности передней кромки, когда реализуется режим свободного взаимодействия, а на фиг. 3, б - 5, б - режим несвободного взаимодействия. В целом экспериментальные данные при различных значениях угла е и интенсивности падающего скачка уплотнения указывают на качественное совпадение структуры течения в возмущенной области при переходе от свободного к несвободному взаимодействию. [c.61]

Как показано в предыдущем параграфе, оценки, следующие из (6.94), приводят к следующей структуре областей возмущенного течения внешнее невязкое слабовозмущенное течение (область 1), течение в пограничном слое (область 2) и пристеночное нелинейно возмущенное течение (область 3). Так, возмущенное течение в областях 1 и 2 является в первом приближении невязким и слабо возмущенным соответственно, в области 3 характерны нелинейные изменения функций течения. Влияние вязкости в области 3 также отсутствует, поэтому решение здесь не удовлетворяет условию прилипания. Таким образом, на дне области 3 следует ввести в рассмотрение пограничный слой. Влияние течения в этой области на течение в областях 1-3 может проявиться только в случае возникновения локального отрыва. Далее рассмотрены такие варианты или такие промежутки времени, на которых течение в пристеночном пограничном слое остается безотрывным. [c.275]

В теплоэнергетике, использующей как ядерное, так и обычное углеводородное топливо, одной из важнейших является проблема отвода огромного количества тепла с теплоотдающих поверхностей. Наиболее распространенным и используемым для этих целей теплоносителей являются парожидкостные смеси. Поэтому исследователями большое внимание уделяется течению парожидкостных смесей при наличии фазовых переходов в каналах с обогреваемыми и необогреваемыми стенками. Видимо на эту тему появляется наибольшее число публикаций в области неоднофазных течений. Здесь особый интерес представляют исследования структуры потока при различных режимах, кризисов теплообмена, обусловленных нарушением контакта жидкой фазы с теплоотдающей поверхностью, гидравлического сопротивления и т. д. Проблемы безопасности реакторного узла или устройств аналогичного типа привели к необходимости изучения истечений наро-жидкостных смесей из сосудов высокого давления, распространения возмущений и ударных волн в двухфазных парожидкостных потоках. Здесь же отметим течение влажного пара (смесь пара с каплями воды) в проточных частях турбомашин. [c.10]

Структура областей взаимодействия сверхзвукового потока с пограничным слоем, направление передачи возмущений и масштаб длин, на которые распространяются возмущения, могут зависеть от профиля числа М в невозмущенном пограничном слое. Первым обнаружил это обстоятельство Л. Крокко [Сгоссо L., 1955]. Он ввел представление о докритиче ских и закритических пограничных слоях, способных при взаимодействии со скачком уплотнения передавать вверх по течению возмущения давления на расстояния, значительные по сравнению с толщиной пограничного слоя, или не обладающих этим свойством. Для того, чтобы закритический пограничный слой приобрел это свойство, указывал Л. Крокко, необходимо, чтобы на очень коротких длинах, соизмеримых с толщиной пограничного слоя, резко перестроился профиль числа М в нем, в терминологии [Сгоссо L., 1955] произошел закритический переход или скачок. Эти представления обосновывались с помощью общих физических соображений и интегрального метода для описания процесса взаимодействия. [c.252]

Данные расчетов числа Маха возвратного потока позволили интерпретировать наблюдаемые структуры возмущенного течения в отрывной области и их изменения. В частности установлено, что при "несвободном" взаимодействии течение в области отрыва ламинаризуется, что приводит к увеличению углового размера внутреннего отрыва пограничного слоя. Анализ экспериментальных данных дает основание утверждать, что возмущенное течение при "свободном" и "несвободном" взаимодействиях является коническим. Исключение составляют лишь области течения, в которых существенно влияние переходных процессов в пограничном слое. Они проявляются, главным образом, в возвратном потоке отрывной области. [c.77]

На фиг. 2 представлены изохоры от 0.1 до 0.6 с шагом 0.1, затем 0.8, 1 и через интервал 0.5 до 3. Эти системы изохор дают представление о структуре течения, возни-каюш,ей при мгновенном локальном подводе энергии. Распределение плотности газа на фиг. 1 симметрично относительно вертикальной прямой, проходящей через середину зоны подвода энергии аналогичное распределение на фиг. 2, сильно не симметричное в нижней части области возмущения, что вызвано смещением узкого канала относительно зоны энерговыделения. [c.117]

Проведенные исследования позволили создать новый эталон секунды, основанный на способности атомов излучать и поглощать энергию во время перехода между двумя энергетическими состояниями в области радиочастот. С появлением высокоточных кварцевых генераторов и развитием дальней радиосвязи появилась возможность реализации нового эталона секунды и единой шкалы мирового времени. В 1967 г. XIII Генеральная конференция по мерам и весам приняла новое определение секунды как интервала времени, в течение которого совершается 9 192 631 770 колебаний, соответствующих резонансной частоте энергетического перехода между уровнями сверхтонкой структуры основного состояния атома цезия-133 при отсутствии возмущения внешними полями. Данное определение реализуется с помощью цезиевых реперов частоты [5 15]. Репер, v nn квантовый стандарт частоты, представляет собой устройство для точного воспроизведения частоты электромагнитных колебаний в сверхвысокочастотных и оптических спектрах, основанное на измерении частоты квантовых переходов атомов, ионов или молекул. В пассивных квантовых стандартах используются частоты спектральных линий поглощения, в активных — вынужденное испускание фотонов частицами. Применяются активные квантовые стандарты частоты на пучке молекул аммиака (так называемые молекулярные генераторы) и атомов водорода (водородные генераторы). Пассивные частоты выполняются на пучке атомов цезия (цезиевые реперы частоты). [c.35]

Изложенная в предыдущих параграфах линейная теория, основанная на рассмотрении малых возмущений, позволяет найти границу устойчивости основного плоскопараллельного конвективного течения. Поведение возмущений конечной амплитуды в надкритической области и вторичные течения, развивающиеся в результате потери устойчивости основного течения, могут быть исследованы лишь на основе полных нелинейных уравнений конвекции. Вторичные режимы по своей структуре оказываются весьма разнообразными. Подробное их исследование, включающее анализ устойчивости, проводится в гл. vn. Здесь мы ограничимся изложением результагов прямого численного моделирования плоских пространственно-периодических вторичных режимов, возникающих при потере устойчивости основного течения в вертикальном слое относительно гидродинамических и волновых возмущений. [c.37]

Расчеты, проведенные на равномерной прямоугольной сетке 14 X 26, показали, что при Сг < 512 в полном соответствии с линейной теорией устойчивости любое начальное возмущение приводит в процессе установления к плоскопараллельному течению. При значениях Сг, превосходящих критическое, в результате переходного процесса устанавливается стащю-нарное течение иной структуры - с образованием на длине волны одного вихря (рис. 12),- интенсивность которого возрастает с надкритичностью. форма вторичного течения хорошо согласуется с результатами линейной теории (рис. 5) и данными эксперимента (рис. 11). Формирование вторичного режима приводит к существенному изменению профилей продольной скорости и температуры. При рассматриваемой довольно высокой надкритичности интенсивность продольного течения понижается в области, занятой вихрем, образуется зона пониженного поперечного градиента температуры. [c.39]

Структура развитых термоконцентрационных вторичных течений должна быть найдена на основе нелинейного анализа. В работе [24] для расчета вторичных режимов в области предельно больших Ка< был использован метод малого параметра. Модельное амплитудное уравнение позволило заключить, что в некотором интервале значений волнового числа возможно жесткое возбуждение неустойчивости. Эволюция течения в надкритической области изучалась в работе [27] с помощью метода Галеркина — Канторовича. Расчеты проводились для водного раствора соли при фиксированном Ra = 1,878 10 (параметры соответствуют работам [17,23]). При заданных к - 11,25 и Gr = 1231 (пятипроцентная надкритичность) изучалось развитие со временем начального возмущения. Расчеты показали, что в течение небольшого промежутка времени возникающие на границе устойчивости ячейки с противоположным направлением вращения смежных вихрей трансформируются в систему слоистых ячеистых течений с одинаковым направлением вращения. Аналогичные результаты были получены ранее [28] с помощью метода конечных разностей они хорошо согласуются с экспериментом [23, 25]. Пример фотографии слоистой структуры приведен на рис. 85. [c.136]

Остановимся теперь на некоторых результатах нелинейного расчета конечно-амплитудных режимов. Как уже указывалось, в области F > F стационарный плоскопараллельный режим течения невозможен. Однако в этой области могут в принципе существовать другие режимы, приводящие к увеличению теплоотвода. Вопрос этот может быть решен лишь на основе полных нелинейных уравнений (28.2). Двумерное периодическое по z решение этих уравнений находилось численно методом конечных разностей в работе [24]. Расчеты проделаны для Рг = 1 (реагирующий газ). Фиксировались параметр Z = О и волновое число периодасческой структуры = 1,4 в районе минимума нейтральной кривой (критическое значение слабо зависит от параметров задачи). В численных экспериментах При некоторых значениях Gr и F задавалось малое начальное возмущение и наблюдалась его эволюция со временем. Таким путем удается получить предельные установившиеся режимы, разумеется, в тех случаях, когда они существуют. [c.191]

Начиная с 1946 г. в НИИ-1 и ЦИАМ ироводились работы но исследованию влияния вязкости на параметры течения, имеющего скорость, превышающую скорость звука. В этих работах исследовалась структура пограничного слоя на стенках сопла и на пластинке, была обнаружена возможность передачи возмущения вверх но течению. Особое внимание уделялось взаимодействию скачков уплотнения с пограничным слоем. Развитие этих работ показало, что в ряде случаев вязкость может оказывать весьма существенное влияние на всю область течения, и учет влияния вязкости имеет решающее значение нри исследовании течений в сверхзвуковом диффузоре, в перерасши-ренном сопле и в ряде других случаев. В настоящей работе материа- [c.105]

На основании асимптотического анализа уравнений Навье-Стокса было показано Messiter А.Е, 1970 Stewartson К., 1970], что вертикальная скорость на внешней границе вязкого течения, обусловленная изменением толщины вытеснения следа, ограничена в своем росте и не превышает таких величин, при которых индуцированное во внешнем невязком течении возмущение давления начинает влиять на изменение толщины вытеснения. Дальнейший анализ [Veldiiian А.Е.Р., 1976] показал, что вблизи задней кромки пластины возникает сложная структура течения, включающая в себя ряд вложенных областей, течение в которых описывается полной системой уравнений Навье-Стокса, системой уравнений пограничного слоя с индуцированным градиентом давления и др. [c.107]

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]

Основным источником возмущений в потоке, омывающем трубы пучка, является несущий цилиндр. Возникающие после отрыва трехмерные крупномасштабные вихревые образования после выхода за пределы межреберных каналов распадаются в мелковихревую структуру, образующую турбулентный след. В лобовой части несущей трубы наблюдается трехмерный характер течения, связанный с различием скоростей вблизи поверхности ребра и в ядре межреберной области. Вдоль оси (рис. 6.2) появляется перепад давления, вызывающий движение воздуха от центра межреберного канала к основаниям ребер. Возникшее вторичное течение присоединяется к поверхности ребра на участкеЛз, образуя малую угловую область отрыва А . К нему примыкают участок присоединения Лз и участок отрыва Лд. Оторвавшийся от ребра поток присоединяется к стенке несущей трубы и частично возвращается к основанию ребра, образуя незамкнутую отрывную циркуляционную зону, имеющую отток в боковых направлениях. Вторичные течения усиливают массообмен в прикорневых зонах. [c.89]

Хотя решения с локальными рециркуляционными зонами построены численно для целого ряда задач трехпалубной асимптотической теории свободного взаимодействия [85, 86, 91], существование стационарных решений при увеличении параметра подобия, характеризующего интенсивность вызывающего отрыв внешнего возмущения, подвергается сомнению [85, 262]. Отличительное свойство приводимого ниже асимптотического решения уравнений Навье-Стокса с замкнутой срывной областью состоит в том, что оно распадается на стационарную часть внизу по потоку (в окрестности присоединения) и на нестационарную часть, распространяющуюся в виде волны отрыва вверх по потоку. Структура возмущенного поля течения дает содержательный пример, когда известные ранее решения локальных задач с эффектом взаимодействия [255, 209, 256] непрерывно переходят друг в друга, являясь составными элементами полного решения. [c.39]

Причина, по которой одна структура течения легко переходит в другую при изменении числа Рейнольдса, требует дальнейшего изучения. Аналогичный характер изменения структуры течения наблюдается и при дозвуковых скоростях при ламинарном течении около небольших возмущений. В этом случае можно наблюдать различное число устойчивых вихрей, образующихся около цилиндра и образующих различную ширину при увеличении А/б и и . Изменение числа вихреобразных областей происходит дискретным образом. [c.311]

Целью настоящей работы является исследование воздействия поперечных колебаний поверхности на продольные, локализованные структуры, возникающие в пограничном слое вследствие влияния повышенной степени турбулентности внешнего потока. Ставится задача исследования влияния на первую и вторую стадии ламинарнотурбулентного перехода, т.е. на области течения, где присутствуют как продольные возмущения ("пафф"-структуры), так и зарождающиеся турбулентные пятна. [c.64]

Результаты решения задачи с использованием модели частичного химического равновесия. Предварительный анализ чисел Дамкелера, рассчитанных по характерным значениям потока в ударном слое около тела, позволяет выделить либо одну медленную независимую реакцию диссоциации кислорода, либо две, если считать, что обменная реакция (О + N2 = N0 + М) протекает также существенно медленнее оставшихся. Заметим, что моделирование гиперзвуковых течений в рамках уравнений Навье - Стокса предполагает получение решения во всей возмущенной области течения около тела, включая структуру ударной волны, где предположение о высокой скорости протекания реакций не является оправданным. [c.182]

Основное отличие пакетов возмущений неоднородного течения от пакетов волн Толмина - Шлихтинга состоит в их мелкомасштабной структуре. Она показана на фиг. 6, где построены изолинии модуля возмущений продольной компоненты скорости и в плоскости (х, у), вычисленной по точной формуле (1.14) для симметричных мод при а = 0.3 со = 0.05. Эти результаты получены для фурье-образа/,(/ , Р) = 1, соответствующего вдуву-отсосу, распределенному по дельта функции Дирака Дх, у) = = 2тг6(х)0(у). Физически такое распределение соответствует очень узкой и короткой по сравнению с длиной волны и поперечным периодом возмущений области вдува-отсоса. Вместо плавного распределения амплитуды возмущений в пакете волн Толмина - Шлихтинга (см. [8, 9]) пульсации в неоднородном течении сосредоточены в узких полосах, соответствующих полосам пониженной скорости основного течения. Такое поведение возмущений достаточно очевидно и соответствует данным эксперимента [4] и распределению и(у) для симметричных мод, полученному в [6]. Неожиданным результатом является постепенная трансформация распределения скорости с одним максимумом, совпадающим с минимумом скорости основного течения, в распределение с двумя максимумами по сторонам минимума по мере удаления от центра к периферии пакета. Такое изменение формы пульсаций можно объяснить тем, что [c.24]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...