- •Сергель О. С.
- •ПРЕДИСЛОВИЕ
- •ВВЕДЕНИЕ
- •1.1. СОВЕРШЕННЫЙ ГАЗ
- •1.2. МОЛЕКУЛЯРНОЕ СТРОЕНИЕ
- •1.3. СПЛОШНОСТЬ ЖИДКОСТИ
- •1.4. СИЛЫ, ДЕЙСТВУЮЩИЕ НА ЖИДКИЙ ОБЪЕМ
- •1.5. ВЯЗКОСТЬ ИЛИ ВНУТРЕННЕЕ
- •ТРЕНИЕ В ЖИДКОСТЯХ
- •1.6. СЖИМАЕМОСТЬ ЖИДКОСТИ
- •ГИДРОСТАТИКА
- •2.1. ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЕ УРАВНЕНИЕ РАВНОВЕСИЯ
- •2.2. УРАВНЕНИЕ ПОВЕРХНОСТИ УРОВНЯ
- •2.3. АБСОЛЮТНОЕ РАВНОВЕСИЕ
- •НЕСЖИМАЕМОЙ ЖИДКОСТИ. ЗАКОН ПАСКАЛЯ
- •2.4. СИЛА ДАВЛЕНИЯ НА ПЛОСКУЮ СТЕНКУ
- •2.7. РАВНОВЕСИЕ КАПЕЛЬНОЙ ЖИДКОСТИ ВО ВРАЩАЮЩЕМСЯ СОСУДЕ
- •2.8. РАВНОВЕСИЕ ГАЗОВ. МЕЖДУНАРОДНАЯ СТАНДАРТНАЯ АТМОСФЕРА
- •КИНЕМАТИКА ЖИДКОСТИ
- •3.1. МЕТОДЫ ЛАГРАНЖА И ЭЙЛЕРА ИССЛЕДОВАНИЯ ДВИЖЕНИЯ ЖИДКОСТИ
- •dxlu^dyl'0—dzl'w. (3.9)
- •3.3. УРАВНЕНИЕ НЕРАЗРЫВНОСТИ
- •3.4. ДВИЖЕНИЕ ЖИДКОЙ ЧАСТИЦЫ
- •3.5. ВИХРЕВОЕ ДВИЖЕНИЕ ЖИДКОСТИ
- •3.9. СИНТЕЗИРОВАНИЕ БОЛЕЕ СЛОЖНЫХ ТЕЧЕНИЙ
- •ИЗ ПРОСТЕЙШИХ
- •3.10. О МЕТОДЕ КОНФОРМНЫХ ОТОБРАЖЕНИЙ
- •ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ ГИДРОГАЗОДИНАМИКИ
- •4.1. УРАВНЕНИЯ ДВИЖЕНИЯ ЖИДКОСТИ
- •4.3. СИЛА ТЯГИ РЕАКТИВНЫХ ДВИГАТЕЛЕЙ*
- •4.4. УРАВНЕНИЕ МОМЕНТОВ КОЛИЧЕСТВА ДВИЖЕНИЯ (ВТОРОЕ УРАВНЕНИЕ ЭЙЛЕРА)
- •4.5. ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЕ УРАВНЕНИЕ ДВИЖЕНИЯ В НАПРЯЖЕНИЯХ
- •4.7. ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫЕ УРАВНЕНИЯ ЭЙЛЕРА И ИХ ИНТЕГРИРОВАНИЕ
- •ТЕОРЕМА Н. Е. ЖУКОВСКОГО О ПОДЪЕМНОЙ СИЛЕ
- •4.10. ПЛОСКОЕ ПОТЕНЦИАЛЬНОЕ УСТАНОВИВШЕЕСЯ ТЕЧЕНИЕ ИДЕАЛЬНОГО ГАЗА
- •4.11. ИНТЕГРАЛЬНОЕ УРАВНЕНИЕ ЭНЕРГИИ
- •4.13. ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЕ УРАВНЕНИЕ ЭНЕРГИИ
- •ТЕОРИЯ ПОДОБИЯ И АНАЛИЗ РАЗМЕРНОСТЕЙ
- •5.1. ПОДОБИЕ ФИЗИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ
- •5.2. ТРИ ТЕОРЕМЫ ТЕОРИИ ПОДОБИЯ
- •5.3. КРИТЕРИИ ГИДРОДИНАМИЧЕСКОГО ПОДОБИЯ
- •5.4. КРИТЕРИИ ТЕПЛОВОГО ПОДОБИЯ
- •5.5. СОСТАВЛЕНИЕ КРИТЕРИАЛЬНОГО УРАВНЕНИЯ
- •5.6. ТЕОРИЯ РАЗМЕРНОСТЕЙ
- •РЕЖИМЫ ТЕЧЕНИЯ ЖИДКОСТИ
- •6.2. ПОТЕРЯ УСТОЙЧИВОСТИ ЛАМИНАРНОГО ТЕЧЕНИЯ
- •6.3. ПУЛЬСАЦИОННОЕ И ОСРЕДНЕННОЕ ДВИЖЕНИЕ
- •6.4. ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ (КАЖУЩИЕСЯ) ТУРБУЛЕНТНЫЕ НАПРЯЖЕНИЯ
- •6.5. ПОЛУЭМПИРИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ПУТИ ПЕРЕМЕШИВАНИЯ
- •6.6. ПРЕДЕЛЬНЫЕ ТЕЧЕНИЯ ПО ЧИСЛУ РЕЙНОЛЬДСА
- •6.7. ГИДРАВЛИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ
- •ЛАМИНАРНОЕ УСТАНОВИВШЕЕСЯ ТЕЧЕНИЕ НЕСЖИМАЕМОЙ ЖИДКОСТИ (ЭЛЕМЕНТЫ ГИДРАВЛИКИ)
- •7.1. ТОЧНЫЕ РЕШЕНИЯ
- •7.2. УРАВНЕНИЕ БЕРНУЛЛИ ДЛЯ ПОТОКОВ РЕАЛЬНОЙ ЖИДКОСТИ В КАНАЛАХ
- •7.3. О ПРИБЛИЖЕННЫХ РЕШЕНИЯХ УРАВНЕНИЙ
- •8.1. ПОЛЕ СКОРОСТЕЙ
- •8.2. ЗАКОН СОПРОТИВЛЕНИЯ ГЛАДКИХ ТРУБ
- •8.3. ТЕЧЕНИЕ ЖИДКОСТИ В ШЕРОХОВАТЫХ ТРУБАХ
- •8.4. РАСЧЕТ ГИДРАВЛИЧЕСКИХ ПОТЕРЬ В ТРУБАХ С НЕКРУГЛЫМ ПОПЕРЕЧНЫМ СЕЧЕНИЕМ
- •9.3. ИСТЕЧЕНИЕ ЖИДКОСТЕЙ ЧЕРЕЗ ОТВЕРСТИЯ И НАСАДКИ
- •ГИДРАВЛИЧЕСКИЙ РАСЧЕТ ТРУБОПРОВОДОВ
- •10.1. ПРОСТОЙ ТРУБОПРОВОД
- •10.2. СЛОЖНЫЕ ТРУБОПРОВОДЫ
- •ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ ГАЗОВОЙ ДИНАМИКИ ЭЛЕМЕНТАРНОЙ СТРУЙКИ. НЕКОТОРЫЕ ПОНЯТИЯ И ОПРЕДЕЛЕНИЯ
- •11.1. УРАВНЕНИЕ ЭНЕРГИИ В ТЕПЛОВОЙ ФОРМЕ ИЛИ УРАВНЕНИЕ ЭНТАЛЬПИИ.
- •11.2. ИЗМЕНЕНИЕ ДАВЛЕНИЯ ТОРМОЖЕНИЯ
- •11.5. ЗАКОН ОБРАЩЕНИЯ ВОЗДЕЙСТВИИ
- •11.6. ОБЛАСТИ ТЕЧЕНИЙ ГАЗОВ В ЗАВИСИМОСТИ ОТ ЧИСЛАМ
- •11.7. РАСПРОСТРАНЕНИЕ СЛАБЫХ (ЗВУКОВЫХ) ВОЛН ДАВЛЕНИЯ В ГАЗОВЫХ ПОТОКАХ
- •СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ (УДАРНЫЕ ВОЛНЫ)
- •12.1. ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ
- •12.2. КОСЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ
- •ПОТОКАХ
- •12.4. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ И ОТРАЖЕНИЕ СКАЧКОВ УПЛОТНЕНИЯ
- •ГЕОМЕТРИЧЕСКОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ НА ГАЗОВЫЙ ПОТОК
- •14Л. РАСХОДНОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ
- •14.2. МЕХАНИЧЕСКОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ
- •14.3. ТЕПЛОВОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ
- •14.4. ВОЗДЕЙСТВИЕ ТРЕНИЯ
- •14.5. КОМБИНИРОВАННОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ
- •15.2. ЛАМИНАРНЫЙ, ПЕРЕХОДНЫЙ И ТУРБУЛЕНТНЫЙ РЕЖИМЫ ТЕЧЕНИЯ В ПОГРАНИЧНОМ СЛОЕ
- •15.5. ПОГРАНИЧНЫЙ СЛОЙ В СЖИМАЕМОМ ГАЗЕ НА ПЛОСКОЙ СТЕНКЕ
- •15.7. РЕАЛЬНЫЕ ТЕЧЕНИЯ В СУЖАЮЩИХ СОПЛАХ И СОПЛАХ ЛАВАЛЯ
- •Глава 16 ДИФФУЗОРЫ
- •16.2. ДИФФУЗОРЫ ДЛЯ НЕБОЛЬШИХ СВЕРХЗВУКОВЫХ СКОРОСТЕЙ
- •16.3. СВЕРХЗВУКОВЫЕ ДИФФУЗОРЫ
- •ТУРБУЛЕНТНЫЕ СТРУИ
- •18.4. ЭЛЕМЕНТЫ ТЕОРИИ РЕШЕТОК ПРОФИЛЕЙ. ТЕОРЕМА Н. Е. ЖУКОВСКОГО ДЛЯ РЕШЕТОК
- •СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
- •ОГЛАВЛЕНИЕ
булентного течения члены д.../dt отсутствуют. Наиболее важное отличие состоит в том, что уравнения (6.12) содержат дополни тельные члены, обусловленные турбулентными пульсациями. На основании сопоставления уравнений (6.12) и (4.34) заключаем, что дополнительные члены © (6.12) представляют суммы проекций на оси х, у, z дополнительных или кажущихся турбулентных напря жений, которые можно записать в виде таблицы
е м ' 2 |
Q u ' v ’ Q u ' w ' |
a x |
^ x y t x z |
||
QU'v' |
Q V ' 2 |
Qv'w' = |
T*xy |
a y |
Xyz |
QU'W ' |
QV'W ' |
QW'2 |
T*xz |
Т*уг |
a z |
где а'х= —QU'2\ a'y = —Qv'2\ oz = —QW'2— нормальные дополнитель ные напряжения, обусловленные пульсационным движением, дейст
вующие на площадки нормальные к осям х , у, z; х'ху= —Qu'v'—Xyx и т. д. — касательные дополнительные напряжения, парные из ко торых, по аналогии с обычными, равны между собой. Аналогично может быть получено дифференциальное уравнение энергии для осредненного турбулентного течения.
Система уравнений (6.11) и (6.12) содержит шесть новых не известных дополнительных напряжений (6.13) и, следовательно, не замкнута. Современные теории турбулентности предназначены для описания механизма турбулентных течений, указания путей управления ими и получения выражений дополнительных напряже ний через компоненты осредненной скорости й, й, гй для того, что бы замкнуть систему (6.11) и (6.12).
6.5. ПОЛУЭМПИРИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ПУТИ ПЕРЕМЕШИВАНИЯ
Турбулентные течения происходят не только в трубах, но и в пограничном слое при внешнем обтекании тел, в струйных течениях
внеограниченном стенками пространстве (струя отработавших га зов реактивного двигателя в атмосфере). Каждое из этих течений имеет свою специфику и свои закономерности.
Полуэмпирические теории турбулентности основаны на экспе риментальных данных. Расчетные формулы обязательно содержат некоторое число экспериментальных констант, определяемых не свойствами жидкостей, а особенностями данного вида турбулентно го течения. Поэтому в настоящее время нет универсальной теории турбулентности. Более строгие статистические теории турбулентно сти, основанные на законах статистической физики, пока еще дале ки от применения в технике [22, 28]. Наибольшее распространение
внастоящее время имеет теория пути перемешивания, предложен ная Прандтлем в 1925 г.
В теории пути перемешивания хаотическое пульсационное дви жение молей, как капельной жидкости, так и газов, наложенное на осредненное течение, уподобляется тепловому хаотическому
движению молекул газа. Поэтому характеристики этих двух дви жений схожи ло смыслу и названию.
В качестве основного постулата в теории пути перемешивания принимается, что моли жидкости, совершающие пульсации, на определенном расстоянии /, названном путем перел1ешивания, со храняют свою индивидуальность, т. е. осредненное количество дви жения, скорость пульсации, температуру, концентрацию избыточ ного элемента и т. д. и лишь пройдя это расстояние смешиваются
с окружающей средой (теряют индивиду альность), привнося в нее тем самым пульсации скорости, температуры, кон центрации и т. д. Предполагается, что путь перемешивания равен также мас штабу турбулентности, т. е. характерно му размеру пульсирующего моля. В тур булентном потоке имеется широкий спектр масштабов турбулентности от са мых крупных, соизмеримых с попереч ным размером канала, до самых мелких, приближающихся к молекулярному уров ню. Отсюда следует, что крупные моли пульсируют на большие расстояния, мелкие — на меньшие. Если для турбу
лентного течения называется определенная величина пути переме шивания, то под этим понимают его среднеквадратичеокое значе ние. Аналогом пути перемешивания является путь свободного про бега молекул. Аналогом пульсационной составляющей скорости — скорость теплового хаотического движения молекул газа.
И з о т р о п н о й т у р б у л е н т н о с т ь ю называется турбулент ное течение, в котором средние пульсационные скорости одинако
вы во всех направлениях |
_ |
|
и'2 = v'2 = w'2. |
|
|
С т е п е н ь ю т у р б у л е н т н о с т и |
е или и н т е н с и в н о |
|
с т ь ю т у р б у л е н т н о с т и |
называется |
отношение средней пуль |
сационной составляющей к среднемассовой скорости потока. Для неизотропной турбулентности
|
Си 2 -Ь у'2+ о;'2) |
|
|
|
w-------— |
• |
<6- 14> |
Для |
изотропной турбулентности е = | / u'2/W |
|
|
В ы р а ж е н и е п у л ь с а ц и о н н ы х с о с т а в л я ю щ и х че |
|||
р е з |
о с р е д н е н н ы е скорост и . Рассмотрим наиболее простое |
||
плоско-параллельное квазиустановившееся |
турбулентное |
течение |
около стенки канала с прямоугольным сечением (рис. 6.4). В этом случае й = й(у), v ^ w = 0, v = v'f w = w' и из касательных -напряже ний рассмотрим только одно*
* y x = — Q:v ru ' - |
(6.15) |
Пусть моль жидкости совершает пульсацию из -слоя Б в слой М на расстояние Ау = 1 со скоростью vr. Тогда за время dt через площад ку dS пройдет масса жидкости dm = Qv'dSdt. При этом моль вызо вет в слое М продольную положительную пульсацию скорости, равную разности скоростей в слоях Б и М, которая, как предпола гается, по абсолютной величине равна поперечной пульсационной скорости
(6. 16)
Так в теории Прандтля пульсационные составляющие скорости вы
ражаются |
через осредненную скорость и путь перемешивания. |
В (6.16) |
знаки пропорциональности заменены знаками равенства |
в предположении, что все коэффициенты пропорциональности учте ны в величине пути перемешивания.
Ф и з и ч е с к и й с мыс л д о п о л н и т е л ь н о г о к а с а т е л ь н о г о н а п р я ж е н и я . При пульсации моль жидкости переносит из слоя Б в слой М через площадку dS избыточное количество дви жений u/dm = QV'u/dSdt. Вследствие этого на площадку dS будет действовать положительная касательная сила турбулентного тре ния XrdS, импульс которой за время dt равен перенесенному коли честву движения, т. е. xdSdt = Qv'u'dSdt. После сокращения и осред
нения во времени, получим искомое дополнительное |
напряжение, |
обусловленное турбулентным перемешиванием |
|
XT = Qv'u' |
(6.17) |
Положительный знак Хт определен положительным знаком пе реносимого пульсацией избыточного направленного количества движения из верхнего слоя Б в нижний —М при заданном duldy>
> 0 (см. рис. 6.4). Для определения знака хух в уравнениях Рей нольдса (6.12) и в (6.15) необходимо учитывать знак осредненного
произведения v'u', который в рассматриваемых условиях отрица телен, так как отрицательная v' вызывает положительную и'. Зна чит между v' и и! существует корреляция, поэтому их осредненное
произведение не равно нулю и отрицательно v'u'< 0, т. е. турбу лентное касательное напряжение xlJX= — QV'U' в этом случае так же положительно, хух= хт и имеет такой же знак, как и напряже ние молекулярного трения х=\idujdy.
Подставим значения и' и v' из (6.16) в (6.17), получим форму
лу Прандтля |
|
(6. |
18) |
имеющую при исследовании турбулентных течений такое же значе ние, как формула Ньютона т =\idujdy при исследовании ламинар ных течений.
При изменении знака du/dy должен изменяться и знак каса тельного напряжения. Чтобы учесть это формулу (6.18) записыва ют следующим образом
т;г = д Р |
du |
du __ |
du |
(6. 19) |
|
dy |
dy |
^ dy |
|||
|
|
где цт— коэффициент турбулентной .вязкости, Н-с/м2, он вводится по аналогии с динамическим коэффициентом «вязкости (1.11).
■Всоответствии с (6.19) и (6.16)
PT = QI V ' = Q12 |
(6. 20) |
а кажущийся кинематический коэффициент вязкости |
|
V T = \>.T/ Q = IV ' Р du |
(6. 21) |
dy |
|
Формулы (6.19), (6.20) и (6.21) по структуре совпадают с фор мулами (1.11), (1.13) и (1.14), определяющими напряжение моле кулярного трения, динамический и кинематический коэффициенты вязкости газа и, следовательно, могли быть написаны без выводов,
по аналогии.
Ф о р м у л ы т у р б у л е н т н о г о п е р е н о с а т е п л а и ве щ е с т в а . Запишем эти формулы по аналогии с формулами моле кулярного переноса (1.33) и (1.34) и имея в виду (6.16)
Хг —QC ^ IV'—Q.CJ.I |
du |
Xr = l\V’ = l2\ |
du |
DT= liV'= l\ |
du |
||
|
|
dy |
dy |
|
|
dy |
|
|
|
|
|
|
|
|
(6. 22) |
qz,.= _ x T^ = |
n |
.2 du |
dT . n _ |
n |
dC _ |
/2 du |
, (6.23) |
-QC 11 — |
dy |
|
‘ -dy |
1 dy |
|||
dy |
|
dy |
|
dy |
где U— путь перемешивания для турбулентного переноса тепла и вещества.
Рассмотрев направления теплового и диффузионного турбулент ных потоков найдем, что при одинаковых знаках dTjdy и dCjdy они одинаковы с молекулярными. Следовательно, в турбулентных тече ниях полный перенос слагается из молекулярного и турбулентного
't2= |
'rM+ 't r = (lA+ lA7) |
; |
(6. 24) |
= |
~\~Ят= —(Ь + М |
; |
(6.25) |
0 ^==0 M-\-Gr — — |
—— |
(6. 26) |
|
|
|
dy |
|
Ту / р бу л е н т ные к р и т е р и и П р а н д т л я и Ш м и д т а . Используются для относительной оценки интенсивности турбулент ного переноса количества движения и тепла и количества движе-
ния и примеси. По аналогии с Pr=v/X.HSc=v/D |
и с учетом |
(6.21), |
(6.22) и (6.23) запишем |
J |
4 |
PTT-=VT/XT ==II11; Scr = vr/Z)r |
|
(6. 27) |
В соответствии с теорией пути перемешивания одни и те же объемы жидкости, пульсируя, одновременно переносят количество движения, тепло и примесь. Казалось бы, что механизм переноса всех субстанций должен быть одинаков —турбулентная диффузия, и Ргу и Scт должны быть равны единице. Однако это простейшее предположение Ргт~1 H^SCT~ 1 приближенно выполняется лишь для турбулентных течений в трубах и в пограничном слое, т. е. для пристеночной турбулентности, где имеет мес то подобие полей скорости, температуры и концентрации.
В струйных течениях при свободной турбу лентности обычно
Prr = Scr = 0,5...0,8 и /1= (1,25...2) /,
т. е. перенос скалярных |
субстанций — тепла |
|
|
|
и примеси происходит одинаково, но более ин |
|
|
|
|
тенсивно, чем перенос количества движения. |
|
|
|
|
Для объяснения этого |
явления на рис. 6.5 |
|
|
|
схематично показано, что при пульсации моль |
Рис. |
6.5. |
Иллюстра |
|
переносит количество движения на расстояние |
ция |
механизма тур |
||
I между центрами тяжести моля в начале и в |
булентного |
переноса |
||
конце пульсаций независимо от его вращения. |
|
из-за враще |
||
При этом скалярные субстанции — тепло и примесь, |
ния моля, переносятся на большее расстояние 1\. Вращение моля три пульсации является дополнительным механизмом переноса скалярных субстанций, т. е. механизм турбулентного переноса количества движения и скалярных субстанций похож, но неоди наков.
Твердые поверхности в турбулентных течениях вызывают сни жение размеров молей и ограничивают их вращение и описанный эффект ослабляется. Турбулентные числа Прандтля и Шмидта практически не зависят от свойств жидкостей, а определяются фор мой движения и координатами точки. В этом они коренным обра зом отличаются от молекулярных аналогов. Если Pr=v/x для жидких металлов и масел отличаются в сотни тысяч раз (см. табл. 5.1), то Prr = vT/% и ScT =VTIDt , дл я подобных течений этих различных жидкостей, близки к единице.
’С о п о с т а в л е н и е т у р б у л е н т н о г о и м о л е к у л я р н о го п е р е н о с о в . Сравнение формул молекулярного и турбулент ного переноса показывает, что при одинаковых поперечных гради ентах скорости отношение турбулентного переноса любой субстан ции к молекулярному равно по порядку величины lv'/lMvM. Оценим это отношение для течения воздуха с й= 50 м/с в трубе d= 100 мм при обычных параметрах трубной турбулентности е= £>7и = 5%,
/ = 0,1, |
d= 10 мм, при Г=300К, р=Ю 5 Па, когда им = 600 м/с, /м = |
|||
= 10-5 |
мм |
|
|
|
|
хт |
lv' |
10-2,5 ^ |
1()з_ |
|
% |
lHvм |
10—5.600 |
|
Вопрос 6.2. В чем причина интенсификации турбулентного переноса по срав нению с молекулярным?
Д и с с и п а ц и я э н е р г и и в т у р б у л е н т н ы х т е ч е н и я х . Энергия направленного осредненного движения в результате на личия градиента скорости сШЦуФ0 непрерывно переходит в наи более крупные моли жидкости, вызывающие появление кажущихся турбулентных напряжений. Вследствие неустойчивости движения непрерывно возникают все меньшие и меньшие турбулентные обра зования. Для самых малых из них числа Рейнольдса Re = t///v ока зываются малы, а силы молекулярного трения — велики. Именно на этом уровне масштабов, близких к молекулярным, энергия дви жения преобразовывается в тепло, т. е. происходит диссипация энергии главного движения. Как показывает приведенная оценка, диссипация энергии в турбулентном течении больше, чем в лами нарном.
З н а ч е н и е т у р б у л е н т н о с т и . Турбулентные течения не обходимо организовывать, когда требуется интенсифицировать процессы переноса, например смешение топлива с воздухом, хими ческую реакцию (реакцию горения в камерах сгорания двигате лей), охлаждение раскаленных поверхностей жидкостью или пере дачу тепла от жидкости к твердым телам. Многие процессы в дви гателях были бы неосуществимы при ламинарных течениях. Нао борот, течение следует ламинизировать, когда необходимо предот вратить смешение различных сред, текущих рядом, уменьшить теплообмен между жидкостью и твердым телом уменьшить гидрав лические потери при течении жидкости в трубах. В связи с этим: встает вопрос об управлении режимами течения.
У п р а в л е н и е р е ж и м а м и т е ч е н и я . |
В соответствии с вы |
водами теории пути перемешивания (6.18), |
интенсивность турбу |
лентности можно увеличить, если в потоке образовать зоны повы шенных градиентов скорости du/dy (рис. 6.6,а). Для этого в пото ках устанавливаются турбулизаторы — завихрители и турбулизирующие решетки, выполненные из плохообтекаемых стержней. В зонах смешения воздуха и топлива и в зоне горения камер ВРД так увеличивается степень турбулентности от естественной трубной е= 5% до е= 75%. Только при такой турбулентности удается обес печить высокое качество сгорания при современных длинах камер сгорания и скоростях потока в них. Изменяя размер ячеек турбуаизирующих решеток, можно соответственно изменять масштаб турбулентности. Установка, в потоках сеток из тонкой проволоки приводит к выравниванию поля скоростей dlifdy-+0 и интенсивность турбулентности снижается. Именно так в аэродинамических тру бах добиваются снижения турбулентности до е= 0,1 % и ниже. Для