Н.А. Слёзкин - Динамика вязкой несжимаемой жидкости (1132339), страница 72
Текст из файла (страница 72)
10а, то переход ламинарного слоя в турбулентный происходит только после отрыва это~о слоя от поверхности тела. По мере приближения значения чксла Рейнольдса к критическому точка перехода ламинарного слоя в турбулентный приближается к поверхности тела, и как только эта точка окажется на самой поверхности тела, точка отрыва пограничного слоя внезапно смещается к точке перехода ламинарного режима в турбулентный, и в результате обтекание тела внешним потоком улучшается. КриЦ! тическое значение числа Рейнольдса й = — (где ст — скорость потока на большом удалении от тела, а 1 — длина пограничного слоя) зависит от степени возмущений основного потока.
Лля весьма спокойного потока критическое значение числа Рейнольдса имеет порядок 3 10а, но по мере роста возмущений в основном потоке значения критического числа 1х уменьшаются. Таким образом, нельзя непосредственно сравнивать значения критических чисел Рейнольдса для трубы и для внешнего потока. Однако если число Рейнольдса определять не по длине пограничного слоя, а по толщине слоя или по толщине вытеснения, то по своему порядку величин криткческое значение числа Рейнольдса для внешнего потока и для пограничного слоя близко к критическому значению гх для трубы.
Турбулентное движение жидкости является наиболее распространвнным движением в природе н технике. Дви>кение воды в реках н в трубах, движение газа в трубах, движение воздуха в атмосфере и многие другие движения жидкости и газа преимущественно являются турбулентными. Турбулентное движение жидкости сопровождается интенсивным перемешивапием частиц и интенсивным обменом между частицами теми качествами, которыми наделены зти частицы (концентрация раствора, тепло и количество движения). Следовательно, там, где выравнивание концентрации раствора или тепла нли количества движения необходимо произвести в более короткие сроки, там, очевидно, турбулентность потока будет представлять собой положительный фактор. ь!то же два ввжимл течения вязкой жидкости 437 касается сопротивления жидкости движению тела, то в одних случаях наличие турбулентности в потоке или в пограничном слое может привести к увеличению сопротивления, а в других — к уменьшению.
Как уже было выше указано, особенно резко проявляется влияние турбулентности на величину сопротивления в первые моменты образования турбулентности, причем в момент перехода ламинарного течения в турбулентное в тртбе коэффициент сопротивления резко увеличивается, а в момент перехода ламинарного течения в турбулентное в пограничном слое при внешнем обтекании тела коэффициент сопротивления резко уменьшается. Основным методом изучения закономерностей турбулентного дан>кения еща и до сих пор служит экспериментальный метод; различные теории турбулентности играют пока лишь вспомогательную роль.
В предшествующих главах было показано, что отдельные случаи ламинарных течений могут быть изучены с поиощью решения соответственных краевых залач либо на основе точных уравнений движения вязкой жидкости, либо на основе приближенных уравнений, полученных из точных с помощью отбрасывания групп отдельных слагаемых. При этом решения задач включали в себе коэффициент вязкости жидкости и параметры самой задачи и не содержали в себе какие-либо произвольные постоянные, за определением которых необходимо бьшо обращаться к отлельным опытам, воспроизводящим рассматриваемую задачу. Существующие же теории турбулентности еще не позволяют отдельные случаи турбулентных движений изучать с помощью решения краевых задач на основе каких-либо дифференциальных уравнений. В теоретических изысканиях по вопросу о турбулентном движении жидкости можно обнаружить три направления.
В работах первого направления исследование ограничивается только составлением общих дифференциальных уравнений турбулентного движения и общим указанием возможности уравнять число уравнений и соотношений с числом неизвестных. В работах второго направления изучается внутренняя структура турбулентных течений. Наиболее многочисленны и плодотворны по своим реэультатаи работы третьего направления, в которых сами теоретические изыскания элементарны и ограничены весьма частныии прелположениями, но доведены до конкретных результатов, согласующихся с результатами измерений при соответственном выборе значений некоторых постоянных.
Благодаря теории подобия введенные постоянные могут носить в известных рамках универсальный характер, т. е. результаты решений одной группы задач могут быть перенесены с теми же значениями постоянных на другие группы при условии выполнения критерия подобия течений. Работы третьего направления составляют так называемые полуэмпирические теории турбулент» ности.
438 [гл. хп тггзтлентнов движения «=и ~я~~ ~т«г« «=1 го"— ~ >л« «=г (2.!) где и — число точек. Лвиже»гие системы точек можно рассматривать как составное, состоящее из переносного поступательного двнжсния, совпадающего с движением какой-либо точки, выбранной за полюс О, и совокупности относительных движений всех отдельных точек системы по отношению к системе координат, движущсйсв поступательно виесте с полюсом, т. е. Ъ >„— — — Уо+- Уь (2.2) где Ъ'« — всктор скорости точки с массой т« по отношению к ннерциальной системс, Уо — вектор скорости полюса О по отношению к той же системе координат и Ъ" — вектор скорости относительного « движения рассматриваемой точки по отношению к систел>е, движущейся поступательно вместе с пол>осам. Главный вектор количеств движения системы и кинетическая энергия системы при этом будут представляться в виде Я = ~ т«Ъ'г = Уо ~ тг+ ~г т«Уь «=1 «=1 «> г=п )жз г Т= 2 ~~т«Ъ'« =- «-> «=.и «=и «=и 2- ~ Уба ~» т«+ 2 Ъ о Ъ т«Ъ «соя ( Ъ «Ъ о) + ~~и тг У «) =1 «=г «=г (2.3) $2.
Метод осреднения Лля изучении турбулентного движения жидкости широко используется метод осреднения не только отдельных кинеиатических и динамических харак>еристик движения, но и ряда уравнений. Наив»>нн»> некоторые положения теоретической механики, которые до некоторой степени могут служить исходными механическими основаниями для использования негода осрсднеиия. Рассмотрич некоторую систему дискретно расположенных материальных точек.
Положение точки этой системы с массой т«относительно некоторой инерциальной системы будет определяться радиусом-вектором гг. Радиус-вектор центра масс С этой системы точек будет представляться в виде 6 2) метод осгедивння Таким образом, кинетическую энергию лвнжения системы относительно инерциальной системы отсчета нельзя составлять как сумму кинетических энергий отдельных движений системы при произвольном выборе полюса. Но если за полюс выбрать центр масс системы материальных точек и положить: ть — и„+т', (2.4) где г' — радиус-вектор точки с массой лего с началом его в центре в масс, то при подстановке (2.4) в (2.!) получим: ~ь: твг, = — О, л=т (2.6) а после дифференцирования по времени (2.5) будем ииетгц л=и ~ ть )гь = О.
В=1 (2.6) Полученное равенство (2.6) означает, что главный вектор количеств относительных лвижений псех то щк рассматриваемой системы по отношснию к ее центру масс равен нулю. Учитывая (2.6), получим нз (2Л): а —.ч ~г жаря а=ч п~ь ь-! х: (2.7) ~ро,ыша а -.! ! кч з 1 Г =- — гтн лгь(гь = -;, Таким образом, при выборе за по:пос центра ьщсс системы кинетическую энергию общего лвиження системы можно представлять как сумму кинетических энергий отдельных составляющих движений этой системы. Приведенные выше положения из теоретической механики можно истолковать несколько иначе. Операции суммирования в (2.6) и (2.7) можно рассматривать как операпни огредненин по массам точек рассматриваемой системы.
Тогда поступательное переносное движение системы точек со скоростью \го лщжно рассматривать как осреднйнное йвиженне системы точек, а совокупность относительных движений точек системы по отношению к систеие координат, перемещающейся вместе с центром масс поступательно, как совокупность пульсацивнных двилсений отдельных точек системы по отношению к осредненному движению системы. При таком толковании )й=о. (2.8) Выделим теперь из системы точек подсистему из и, точек (л,((л). Положение пентра масс этой подсистемы точек по отношению к центру масс всей системы будет определяться равенством й-н Хшйг" й=т "о, — й=, ~г мй й.= ь Полагая гй гс +гй (2.9) где г'„' — радиус-вектор точки подсистемы с началом в центре масс этой же подсистемы, получим: й=н, ,б; тйгй = О.
й=г (2.10) Вектор скорости пульсационного лвиження точки подсистемы можно представить как сумму вектора скорости пульсацнонного движения центра масс подсистемы и вектора скорости вторичного пульсационного движения рассматриваемой точки по отношению к первичному осреднднному пульсационному движению подсистемы, т. е. Р'= 1'о+ 1'й (2. 11) Для осреднбнного вначення скорости вторичного пульсационного движения получим из (2,10) после дифференцирования: й=в, лгй)гй = О.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
