Пограничный слой при больших скоростях. Экспериментальные данные

Так, пользуясь экспериментальными профилями скоростей в сечениях переходной области пограничного слоя, Ж. Перш ) вычислил условные толщины б и б , а также их отношение Н. Ему удалось показать, что независимо от продольного перепада давления в пограничном слое (и даже при переменных числах Маха) величина Н непрерывно падает от своего ламинарного значения (примерно 2,6) до турбулентного (1,3—1,4). На основании обработки большого числа экспериментальных данных он установил закон изменения безразмерной скорости в сходственных точках сечений переходного слоя в зависимости от падения параметра Н и показал, что профили скоростей в сечениях пограничного слоя в области перехода образуют однопараметрическое семейство с параметром Н. [c.537]

Правомерность созданных к началу 40-х годов методов расчета пограничного слоя сжимаемой жидкости не была подтверждена экспериментальными данными. Поэтому поиски новых путей решения этой проблемы при больших скоростях не прекращались. В начале 40-х годов они увенчались работой А. А. Дородницына (1941) Суть его метода состоит в преобразовании уравнений пограничного слоя к новым переменным, которые, как отметил Л. Г. Лойцянский, по своей структуре должны учитывать влияние сжимаемости Это преобразование впервые позволило получить уравнения пограничного слоя сжимаемой жидкости, близкие к соответствующим уравнениям несжимаемой жидкости. В той же работе Дородницын обобщил метод однопараметрического представления профиля скоростей на случай сжимаемой жидкости. [c.324]

Для турбулизированных пристеночных течений введение дополнительных эмпирических функций в коэффициенты модельных уравнений позволило получить согласованные численные результаты с экспериментальными данными [14-16] для описания переходной структуры потока в пограничном слое при изменении от малых до больших значений локальных турбулентных чисел Рейнольдса. Возможность использования модифицированной квазистационарной модели при высокой интенсивности турбулентности и гармонических колебаниях скорости внешнего потока для расчета характеристик течения неустановившегося пограничного слоя на плоской пластине показана в [17]. [c.83]

Как следует из сравнения результата расчетов с опытными материалами, принятое приближение достаточно хорошо передает влияние числа Маха набегающего потока и температурного фактора на такую характеристику пограничного слоя, как отношение коэффициента поверхностного трения в газовом потоке больших скоростей к соответствующему значению этого коэффициента при отсутствии влияния сжимаемости (Мю = 0). Подчеркнем, что в этом отношении ошибки, возникающие при отдельном определении числителя и знаменателя, могут, в известной степени, скрадываться, чем, по-видимому, и объясняется хорошее совпадение результатов расчета с экспериментальными данными, показанное на рис. 281 и 282. [c.725]

И. В. Лебедев наряду с указанным выше теоретическим и экспериментальным исследованием характеристик струй провел опыты, показавшие, что распределение скоростей, определяемое формулой (8.6), хорошо согласуется с экспериментальными данными [29]. В связи с этим отметим, что характеристика, получаемая расчетом по этой формуле, близка к расчетной характеристике, получаемой при использовании ранее указанной формулы Шлихтинга (7.4) первая из них дает значения скорости для центральной части струи на 5—6% большие, чем вторая однако для периферийной части сечения пограничного слоя струи при пользовании формулой (8.6) получаются, наоборот, несколько меньшие значения скорости, чем при расчетах по формуле (7.4). [c.82]

Расчеты и экспериментальные данные показывают, что критическая высота шероховатости, вызывающая переход ламинарного течения в турбулентное, значительно больше (примерно в 10 раз при малых скоростях), чем допустимая высота шероховатости при турбулентном пограничном слое. [c.352]

Сравнительно большое несоответствие между теорией и экспериментальными данными для скорости частиц было отнесено за счет неодномерности потока частиц и их проскальзывания у стенок сопла [726, 7451. Хотя сопло было спроектировано в предположении равномерного распределения твердых частиц в любом поперечном сечении, они приобретают электростатический заряд и скапливаются у стенок сопла [731]. Заметим также, что при большей скорости изменения сечения расхождение между теорией и экспериментом увеличивается. При большой скорости изменения площади исследуемого сопла основное допущение об одномерности течения становится непригодным. В соответствии с теорией пограничного слоя можно ввести поправку, учитывающую распределение концентрации в поперечном сечении (разд. 8.5). [c.321]

Этот метод широко известен как сравнительно простой метод определения точки отрыва турбулентного потока при наличии умеренного градиента давления. Денхофф и Тетервин [19] установили, что Н можно определить, зная профиль скорости, но невозможно доказать теоретически, что профиль скорости определяется через Я. Однако анализ большого количества экспериментальных данных показал, что Н однозначно определяет профиль скорости. Поэтому рассматриваемый метод основан на предположении, что однопараметрическое семейство кривых зависимости и1пе от //0 представляет д обой профили скорости турбулентного течения. Хотя и существует однозначная связь между Н и профилем скорости, определяющим фактором в установлении критерия отрыва является скорее скорость возрастания Я, чем сам этот параметр. Для вычисления параметров турбулентного пограничного слоя используются следующие уравнения одно теоретиче- [c.160]

Обработав большое число экспериментальных данных, относящихся к профилям скорости в пограничном слое на плоской пластинке (как при постоянном давлении, так и при наличии градиента давления в обтекающем потоке), Коулс обнаружил, что для широкого класса двумерных турбулентных пограничных слоев функция ш(т)) оказывается одной и той же. Таким образом, по данным Коулса внешние условия обтекания (включая сюда и распределение давления в свободном потоке) отражаются лишь на величине множителя П (который в случае сложного распределения давления приходится считать зависящим от координаты х) в простейшем случае безнапорного обтекания пластинки потоком постоянной скорости 11 = 0,55. Универсальная [c.271]

Для турбинных лопаток, имеющих толстые выходные кромки и сверхзвуковые скорости на выходе, требуется совершенствование моделирования течения. Таким путем, вероятно, можно объяснить рассогласование имеющихся экспериментальных данных. Ясно, что при этом нельзя считать поток стационарным, предположения об изобаричности смешения следует избегать, а одним из важнейших параметров следует считать формпараметр пограничного слоя при отрыве [8.42, 8.43]. Необходимы надежные экспериментальные данные наряду с развитием теории вязкого течения. Особенно важны для понимания механизмов течений в донной области экспериментальные исследования решеток при больших скоростях потока. При этом необходимо применение новейших средств визуализации течения совместно с нахождением численных соотношений [8.18]. [c.234]

На рис. 9-23 показано сравнение экспериментальных значений Н и о с расчетными, а также изменение по обтекаемой поверхности расчетных значений С) (в опытах коэффициент трения не измерялся) при М оа — 3. Конечное число Маха составляло 1,9 поток замедлялся па протяжении 10 толщин пограничного слоя. Входящий в интегральные уравнения градиент давления определялся по измеренному распределению давления по длине стенки. Расчет дает удовлетворительное согласование с опытом для большей части области сверхзвукового течения расхождение наблюдается вниз по течению к концу криволинейной поверхности, что, по-впдимому, является результатом действия поперечных градиентов давления, возникающих под влиянием сильного изменения скорости сверхзвукового потока. Доказательством надежности рассматриваемого расчетного метода является и тот факт, что в полном соответствии с данными измерений расчет показывает отсутствие отрыва пограничного слоя. С другой стороны, предложенные в [Л. 162, 197, 232] методы расчета показывают, что в этих условиях течения должен наступить отрыв пограничного слоя или по крайней мере предотрывное состояние. [c.259]

В работе [37] общие положения теории применены к расчету течения перед донным срезом тела и донной областью отрыва. Для решения задачи о локально невязком течении использован метод интегральных соотношений Дородницына [38]. Как показывает сравнение результатов расчета [37] с экспериментальными данными [39] (проведенное в работе [40]), уже для первого приближения распределение давления вдоль поверхности тела определяется достаточно точно (фиг. 9). В работе [40] также в рамках асимптотической теории рассмотрено течение перед донным срезом, но только при гиперзвуковой скорости внешнего невязкого потока. Взаимодействие гиперзвукового потока с пограничным слоем на основной части тела предполагается слабым (Мсх>т 1, где т — характерный наклон эффективной границы, образованной толщиной вытеснения пограничного слоя). В этом случае изменение давления на порядок величины происходит на длинах порядка МооТ, однако область с большими поперечными перепадами давления имеет характерную длину порядка т, как и при умеренных сверхзвуковых скоростях. [c.250]

На рис. 3 по экспериментальным точкам проведены две кривые, соответствующие истечению гелия в воздушный поток из сопел, радиусы выходных сечений которых составляли 10 и 25 мм. Данные для этих сопел существенно расходятся, за исключением т вблизи 0. Это, по-видимому, объясняется тем, что условия истечения из сопел были эазными. Как показали измерения, на наружной поверхности сопла нарастает пограничный слой, причем на стенке сопла радиуса 10 мм он толще, чем для сопла радиуса 25 мм. Однако проявление влияния пограничного слоя только при истечении гелия пока не может быть удовлетворительно объяснено. В опытах с затопленной струей гелия (ш = О, п 7), имевшей значительно большую скорость истечения, нежели в основной серии экспериментов, отмечено некоторое уменьшение толщины зоны смешения по сравнению с 6° 0.9 на рис. 3. Таким [c.273]

Влияние сдвига скорости ветра на горизонтальное рассеяние примесей в приземном слое атмосферы обсуждается также в работах Хегстрема (1964), Смита (1965), Тилдсли и Уэллингтона (1965), где используются численные методы и лагранжев подход при сравнении теоретических результатов с экспериментальными данными. Тот же эффект в применении к простирающемуся до заметно больших высот пограничному слою атмосферы рассмотрел, в частности, Лей (1985). [c.580]

Много внимания уделялось также накоплению опытных данных по гидравлическому сопротивлению и теплообмену в диффузорах и конфузорах. Так, первое по времени исследование потерь полного давления в конических диффузорах при больших дозвуковых скоростях выполнена К. С. Сцилардом (1938). В 1964 г. А. И. Лашковым опубликованы результаты экспериментального исследования влияния сжимаемости газа на сопротивление выхлопных диффузоров. Были также исследованы структура динамического и теплового пограничных слоев в дозвуковых диффузорах и конфузорах (П. Н, Романенко и др., 1963), конвективный теплообмен в сверхзвуковых соплах (Е. У. Репик и В. Е. Чекалин, 1962) и многие другие вопросы гидравлического сопротивления и теплообмена. [c.809]

Однако при достаточно больших значениях параметра кинетичности Як или числа Фруда Рг в потоках с примерно плоским или горизонтальным дном русла при малых возмущениях можно пренебречь составляющими скорЛ тей и ускорений по глубине, т. е. считать, что за пределами пограничного слоя, который имеет малую толщину, продольная скорость у дна и на поверхности потока примерно равны между собой. Это положение подтверждается экспериментальными данными И. А, Шеренкова, на основе которых им были построены, эпюры местных осредненных скоростей для бурного свободно растекающегося потока (рис. ХХУП.53). [c.585]

Работа Т. By посвящена анализу гидродинамического подобия при движении двух групп живых существ, обитающих в водной среде,— жгутиковых и ресничных микроорганизмов и крупных морских животных. Иными словами, речь идет о движении при очень малых или очень больших числах Рейнольдса. Экспериментальный материал по скоростям движения и энергозатратам животных проанализирован здесь с позиций гидродинамической теории. Существенный интерес представляет то обстоятельство, что сопоставление теории и эмпирических законов подобия для скоростей движения рыб при различных уровнях активности позволяет сделать определенные заключения о характере обтекания тела рыбы, совершающей волнообразные движения. В частности, эти данные указывают на существенное затягивание перехода ламинар ного пограничного слоя на теле рыбы в турбулентный. [c.6]

Заметим, впрочем, что в работе Уберои (1957) указывается на нарушение локальной изотропии в пограничном слое около стенок трубы, а в работе Уберои (1963) подвергается сомнению также и точное выполнение условий локальной изотропности турбулентности в центральной части аэродинамической трубы за решеткой — возможно, это связано с тем, что числа Рейнольдса в этих опытах были недостаточно велики. Впрочем, и в других упоминавшихся выше экспериментах числа Рейнольдса были относительно небольшими. Однако в последние годы благодаря усовершенствованию экспериментальной техники удалось провести ряд измерений спектров турбулентности при больших Re, при которых уже определенно следует ожидать локальной изотропии турбулентных потоков. Полученные при этом результаты оказались подтверждающими теоретические представления о локальной изотропии развитой турбулентности. Так, например, одновременные измерения спектров вертикальной и горизонтальной компонент скорости ветра на 70-метровой метеорологической вышке, выполненные в Институте физики атмосферы АН СССР, привели к значениям отношения одномерных спектральных плотностей г( ) и Ei(k), удовлетворительно согласующимся с предсказаниями, вытекающими из предположения о локальной изотропии (см. ниже стр. 428). Хорошо согласуются с этими предсказаниями и значения отношений структурных функций D (г) и D i (г), построенных по данным измерений пульсаций скорости в морском проливе, выполненных Данном (1965). Напомним также про результаты Кистлера и Вребаловича (1966), о которых упоминалось в сноске на стр. 418. Наконец, специальное внимание проверке локальной изотропии было уделено в работах М. Гибсона (1962, 1963). измерившего с помощью малоинерционного термоанемометра одномерные спектры продольной и поперечной компонент скорости и E ik) в осесимметричной воздушной турбулентной струе с числом Рейнольдса Ud — b- 10 , где d — начальный диаметр струи, U — скорость на оси струи на расстоянии 50d от ее начала (см. рие. 61а). Измеренные в опытах Гибсона спектр внергии Bi(fe) и спектр диссипации энергии t Ei k) почти не перекрывались, так что здесь следовало ожидать не только локальной [c.420]

Для расчета воздействия вращающихся цилиндрических стенок, ограничивающих полость, на ядро потока можно использовать экспериментальные данные из работы 14] по определению коэффициента трения вращающегося цилиндра. Как следует из работы [14], профиль скорости в пограничном слое, а следовательно, и напряжение трения при достаточно больших числах Рейнольдса определяются течением жидкости, непосредственно примыкаюп С к пограничному слою, и поэтому результаты Теодорсона и Регира можно перенести на рассматриваемый случай. Аппроксимируем степенной функцией эти результаты измерения трения в диапазоне чисел Ке от 10 до 10 , характерном для большинства лопастных машин. Обобщая их на движение в системе координат, вращающейся с угловой скоростью, равной скорости вращения ядра, получим сле- [c.31]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...