Уравнения сохранения для турбулентного движения

УРАВНЕНИЯ СОХРАНЕНИЯ ДЛЯ ТУРБУЛЕНТНОГО ДВИЖЕНИЯ [c.307]

Хотя внедрение в жидкость и удар изучались в определенной степени обособленно, очевидной является близость этих проблем. Так, при внедрении, движение жидкости можно описывать той же системой уравнений сохранения, что и движение твердого тела, в силу отсутствия при этом эффектов, характерных только для жидкости, таких, например, как турбулентность [154]. Это дает основание использовать при численном решении задач внедрения в жидкость алгоритмы, хорошо зарекомендовавшие себя для задач соударения. [c.208]

Вначале получим уравнение сохранения для полной энергии турбулентного течения, включающей в себя энергию и осредненного, и пульсационного движений [16]. [c.181]

Полная система уравнений Рейнольдса для двухмерного турбулентного течения вязкого теплопроводного газа, состоящая из уравнений сохранения массы, количества движения и энергии для размерных функций в дивергентной векторной форме в прямоугольных координатах х и у, имеет вид [9,11] [c.13]

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]

Предположим, что вдув охладителя в турбулентный пограничный слой влияет главным образом на ламинарный подслой. Для установления этого влияния рассмотрим турбулентное течение Куэтта. Уравнения сохранения массы и количества движения для направлений х и у принимают вид [c.383]

Приняв для правой части уравнения движения (7.79) приближенное значение — 3, мы убеждаемся, что это уравнение вместе с уравнением сохранения массы (7.76) совпадает с соответствующими уравнениями для сжимаемой жидкости. Поэтому уравнение для турбулентной энергии имеет такой же вид, как в случае сжимаемой жидкости. Пренебрегая эффектом диффузии энергии турбулентных пульсаций и другими малыми слагаемыми, запишем указанное уравнение в виде [c.368]

В отличие от системы (14.45) система уравнений турбулентного пограничного слоя (14.62) является незамкнутой. Число уравнений равно трем, а число неизвестных функций — пяти О, Шх, Wy, и Vт. Следовательно, необходимо добавить еще два уравнения — для определения величин йт и Vт. Как и прочие уравнения, два этих новых уравнения должны явиться результатом выражения некоторых закономерностей в математической форме. Основные физические законы сохранения энергии, импульса и массы уже использованы для уравнений энергии, движения и сплошности. Речь может идти, таким образом, о некоторых теориях и гипотезах, объясняющих механизм турбулентного переноса импульса и теплоты. [c.363]

Уравнения количества движения, энергии и сохранения массы вдуваемого газа упрощены принято, что изменение зависимых переменных в направлении течения мало по сравнению с их изменением по нормали к стенке. В результате дифференциальные уравнения в частных производных преобразованы в обыкновенные уравнения. Затем в уравнениях для ламинарного подслоя сохранены члены, которые определяют молекулярный перенос, а в уравнениях для внешней части слоя — только члены, определяющие турбулентный перенос. В результате получены две системы обыкновенных дифференциальных уравнений. В каждую систему входит число Прандтля ламинарное для подслоя и турбулентное для внешней части слоя. Каждая система уравнения решена независимо, а затем их решения состыкованы в плоско- [c.381]

Возможность существования такой отграниченной области вихревого движения является следствием того, что турбулентное движение может рассматриваться как движение идеальной жидкости, описывающееся уравнениями Эйлера ). Мы видели ( 8), что для движения идеальной жидкости имеет место закон сохранения циркуляции скорости. В частности, если в какой-ипбудь точке линии тока ротор скорости равен нулю, то это имеет место и вдоль всей этой линии. Напротив, если в какой-нибудь точке линии тока rotv 0, то он отличен от пуля вдоль всей линии [c.207]

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]

Таким образом, гипотеза ностоянной турбулентной вязкости приводит к безразмерным уравнениям Навье — Стокса, в которых число Рейнольдса зафиксировано для всех режимов. Следовательно, течение, описываемое решением этой задачи, будет обладать свойством автомодельности, т. е. при изменении расхода и размеров системы (нри сохранении геометрического подобия) относительные поля скоростей и давления не изменяются. Таким важным свойством действительно обладают практически все развитые турбулентные потоки, резко отличаясь в этом отношении от потоков ламинарных и приближаясь к потокам невязким. Сюда относятся пе только свободиотурбулентные течения, но и гораздо более широкий класс турбулентных движений, характеризующшгся иаличие.м макроскопических вихрей, например отрывные течеиия, а также закрученные потоки. Правда, присутствие твердых стенок делает отмеченную автомодельность лишь приближенной, по тем более точной, чем выше скорость течения, так как тем меньшую роль играют пристенные пограничные слои, связанные с действием молекулярной вязкости. [c.215]

В 3.1 в рамках модели сплошной среды на основе общих законов сохранения получены основные гидродинамические уравнения в частных производных, предназначенные для описания осредненных турбулентных движений газофазных реагирующих смесей. Проблема замыкания этих уравнений сопряжена с дополнительными трудностями. Первая трудность возникает из-за необходимости учитывать сжимаемость химически активного континуума. К сожалению, до последнего времени мало внимания обращалось на течения с большими изменениями массовой плотности. В метеорологии рассматривались конвективные сжимаемые течения исключительно при использовании приближения Буссинеска. В этом приближении изменение плотности учитывается лишь в членах, описывающих влияние ускорения силы тяжести. Однако такой подход абсолютно неприменим, например, к турбулентному дефлаграционному горению, когда в потоке могут возникать многократные изменения плотности. Вторая трудность, на которой мы остановимся подробно в Гл. 4, связана с необходимостью моделирования большого числа дополнительных парных корреляций пульсаций температуры и концентраций, появляющихся при осреднении источниковых членов производства вещества в уравнениях, описывающих изменение состава смеси. Эволюционные уравнения переноса для подобных корреляций в случае сжимаемых реагирующих течений сильно усложняются. [c.136]

Является вполне правдоподобным то обстоятельство, что переход между строго ламинарным и полностью турбулентным течением в пористой среае состоит в основном из постепенного распространения вихреобразования на все поры среды. Таким образом, первые отклонения от закона Дарси будут соответствовать началу заметных вихревых потерь в больших порах. По мере того как возрастает скорость, локальные зоны вихреобразования распространяются и на более мелкие поры, пока, наконец, вихреобразование не охватит весь объем среды. Сохранение линейной величины a v при таких условиях полного вихреобразования, согласно уравнению (12), в противоположность трубам, свободным от песка, где турбулентное состояние характеризуется единой квадратичной величиной й о , следует отнести, возможно, к огромным поверхностям стенок, открытым для жидкости в пористой среде. Течение в трубах дает более резкий толчок силам трения, тормозящим поток, по сравнению со свободным поровым пространством, где вихревое движение может дать повышение потерь на трение. Так, если в свободном капи1ляре радиусом 1 см отношение поверхности стенок к свободному объему составляет 2 м , отношение поверхности стенок к объему пор в песке с пористостью 20% и состоящему из одинаковых сферических зерен радиусом 0,1 мм составит 1,200 м . [c.65]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...