Распределение давления на плоской пластине

Аналогия основана на предположении, что соотношения, описывающие теплообмен и перенос количества движения поперек потока жидкости (касательное напряженне между слоями жидкости локально равно изменению ее количества движения), подобны для потоков жидкости с одинаковыми граничными условиями. Хотя это предположение справедливо только для ламинарного режима течения вдоль плоской пластины при отсутствии градиента давления с Рг = 1, оно достаточно общее и может применяться к турбулентному режиму течения и к телам другой геометрии. В этом предположении при Рг = 1 распределения скорости и температуры в пограничном слое идентичны. Тогда между теплоотдачей н гидравлическим сопротивлением жидкости может быть установлена простая зависимость аналогия Рейнольдса [c.62]

Рис. 20. Давление масла р и распределение скорости Ди в масляной пленке для плоской пластины с углом наклона Р

Выполненные измерения профилей касательных напряжений и о по длине плоской пластины обнаруживают любопытный факт. Влияние внешнего наложенного поля давления на турбулентный пограничный слой не сразу отражается на распределении турбулентных напряжений, а с некоторым запаздыванием, обусловленным наличием у потока памяти о предыстории развития. Анализируя профили, можно заметить, что во внешней части пограничного слоя влияиие релаксации усиливается по мере удаления от стенки, т.е. в направлении областей течения, где вихри имеют более крупные масштабы. Весьма показателен вид, который принимает в этом случае зависимость С = /()3). Начальные точки кривой С = /( 3) расположены вблизи 3 = 0, что соответствует условию йр/йх = О на участке 1. Далее следует удаление от равновесного состояния по спирали, причем наибольшее удаление наблюдается при увеличении 3 йр/йх > 0). При /3 < О йр/йх < 0), т.е. на участке 5 кривая приближается к равновесности. Интересно, что несмотря на наличие чередующихся диффузорных и конфузорных участков, распределение касательного напряжения по высоте слоя сохраняет сформировавшийся на участке 2 характер. В целом полученные при градиентном внешнем обтекании результаты являются наглядной иллюстрацией наличия наследственных явлений в неравновесных турбулентных пограничных слоях. Причем основное проявление этого эффекта, как и при безградиентном течении, относится к удаленным от стенки слоям жидкости, где развивается крупномасштабная турбулентность. [c.290]

Кольцевое сопряжение рассчитывают как плоскую шарнирно закрепленную кольцевую пластину под действием распределенной нагрузки. В этом случае допускаемое давление [c.262]

Максимальное напряжение пластины, нагруженной равномерно распределенной нагрузкой и свободно опертой, по периметру при а = 0,3 ст.пах == 9,9рЯ /8з . В то же время для сферической оболочки наибольшее мембранное напряжение ст, ах " = рЯ (2з). Следовательно, при одинаковых толщинах сферического и плоского днищ, нагруженных одинаковым давлением р, отношение максимальных напряжений составит 2,5Я/з. [c.161]

Установка плоских направляющих пластин по высоте горелки позволяет несколько выровнять поле скоростей воздуха во входном сечении огневой щели, в результате чего на расчетных давлениях газа обеспечивается определенная равномерность распределения концентраций газ — воздух и, как следствие, отсутствие явлений местных отрывов факела. Рабочий диапазон изменения давления газа перед горелкой 100—3000 мм вод. ст. Раз- [c.174]

Рис. 4.8.3. Распределение параметров вдоль плоскости симметрии (г/ = 0) при плоском поперечном обтекании пластины монодисперсной газовзвесью (воздух с частицами кварцевого песка при различных радиусах частиц (а = О, 15, 30, 150, 400 и оо, мкм), отмоченных цифровыми указателями). Остальные параметры те же, что и на рис. 4.8.2. Указанным значениям а соответствуют = 0 2,0 4,1 20,5 54,6 оо. Штриховые линии — расчет по равновесной схеме ( а = 0 ) штрихпунктирные — по замороженной схеме ( а = оо ) пунктирные линии — скорость и приведенная плотность падающих частиц кружочки — скорость отраженных частиц, сплошные линии — приведенная суммарная плотность (ргЧ-рз) падающих и отраженных частиц, скорость II давление газа

В работе [1 ] были рассмотрены существенные методы решения задачи о конденсации паров, В основном все они могут быть подразделены на две группы. Первую группу составляют чисто анайитические методы, вторую — аналитические с привлечением экспериментальных данных. Эти методы с успехом применялись для случая ламинарного движения пленки около пластины, находящейся в неограниченном паровом пространстве. При такой постановке задачи возможно применение плоских автомодельных решений пограничного слоя, использование подобных преобразований либо интегральных методов для получения приближенных решений. Однако все эти решения применимы при большом количестве допущений об отсутствии влияния тех или иных сил на процесс, постоянства свойств и т. п. Наиболее перспективными на основании обзора представляются численные методы, основанные на решении конечно-разностных аналогов уравнений пограничного слоя, и эмпирические и полуэмпирические методы расчета с заданным распределением давления. Именно эти методы и будут использованы при решении задач о конденсации паров внутри труб и каналов. Они дают возможность получить локальные характеристики протекания процесса либо в виде эпюр температур, концентраций и скоростей, либо в виде интегральных величин, усредненных по данному сечению. [c.198]

Далее будет показано, что требование однородности начальных профилей скорости является весьма существенным условием. В излагаемом анализе этого предположения не вводится, и для распределения начальных скоростей в конце плоской пластины конечной длины будут использоваться профили скоростей по Блазиусу. Законы сохранения будут записываться при условии аппроксимации пограничного слоя, как это делали Марбл и Адамсон. Согласно этой аппроксимации, давление во всем поле получается однородным. Полагая, что вязкость пропорциональна абсолютной температуре, для отделения уравнений количества движения и неразрывности от уравнений сохранения энергии и вещества будем пользоваться преобразованием Хоуарта. С помощью этого преобразования в уравнении сохранения энергии и вещества можно непосредственно ввести решение Гольдштейна для несжимаемого потока в следе плоской пластины. [c.151]

Влияние неоднородности течения в пограничном слое в газе на его устойчивость исследовалось в работах [133—137]. Эти результаты получены без учета вязко-невязкого взаимодействия, вследствие которого пограничный слой при сверхзвуковых режимах течения индуцирует градиент давления во внешнем потоке. Известно, что с ростом числа Маха роль этого эффекта должна возрастать [122]. Влияние вязко-невязкого взаимодействия на характеристики устойчивости неоднородных пограничных слоев при сверхзвуковых скоростях обтекания изучалось в работе 138]. Было рассмотрено обтекание плоской пластины при М = 4,5, числе Прандтля Рг = 0,72, показателе адиабаты и = 1,41, температуре торможения Го = 310 К, коэффициент вязкости зависел от температуры по формуле Сазерленда. Основное течение рассчитывалось в приближении локальной автомодельности [122]. Условия иа внешней границе пограничного слоя определялись в рамках теории сверхзвукового обтекания тонкого профиля с уравнеинем поверхности г/ = б (ж), где б — толш ина вытеснения на плоской пластине без учета вязко-невязкого взаимодействия. Далее расчет выполнялся на основе найденных профилей скорости и температуры. На рис. 5,7 показана зависимость пространственного усиления тш /.т-компонснты двумерного возмуш ения массового расхода от величины Т[ = уРУ х х/р ио, в сечении, соответствующем В = 1550, вычисленная с учетом неоднородности течения. На рис. 5,8 представлено распределение модуля возмущения ж-компоненты массового расхода по пограничному слою для тех же условий. Как видно из этих рисунков, эффект вязко-невязкого взаимодействия проявляется в окрестности максимума модуля возмущения ж-компонепты массового расхода. Результаты расчета без взаимодействия совпадают с данными работы [134]. [c.120]

Напомним, что при обтекании двугранного угла на расстоянии порядка 3—4 толщин пограничного сюя от ребра угла, течение имеет такой же характер, как на плоской пластине. Рассмотрим сначала основные свойства неравновесного турбулентного пограничного слоя в двумерной области течения угловой конфигурации. Предварительно заметим, что при изучении настедственных явлений в турбулентном пограничном слое следует уделять особое внимание обоснованию равновесности течения в зоне предполагаемого месторасположения источника возмущений. С этой целью в [24 ] выполнены достаточно подробные измерения распределения статического давления по длине пластины, а также средней скорости в пограничном слое и ее пульсационных составляющих в полосе частот от 1 до 50-10 Гц в сечениях л = 58, 300, 600, 900, 1200, 1500, 1800, 2108 мм в отсутствие источника возмущений. Полученные результаты позволили выявить протяженность зоны возмущений, вызванной градиентным полем течения в окрестности передней кромки и тем самым определить местоположение цилиндра для последующих исследований неравновесного течения. В качестве первого шага это было сделано на основе данных о профилях средней скорости в пограничном слое, хорошо согласующихся с результатами численного расчета, а также распределений интегральных параметров Re , Re , H (рис. 5.3) по длине пластины, где [c.264]

Выполненные впоследствии в сходной конфигурации экспериментальные исследования процесса взаимодействия пограничного слоя с падающим извне косым скачком уплотнения 35—38, 641 показали, что практически на всей поверхности модели течение существенно трехмерно и характеризуется рядом особенностей, вызванных интенсивным движением газа из области повышенного давления вблизи ребра угла в направлении свободной боковой кромки горизонтальной грани, удовлетворяя условию неразрывности. Ясно, что в процессе формирования структуры течения в области сопряжения пересекающихся поверхностей боковая граница играет в этом случае важную роль. Однако оставался целый ряд вопросов, связанных, в частности, с выявлением ус.ловий возникновения развитого отрыва, возможностью формирования двумерного характера течения, обобщением данных, характеризующих продольный масштаб отрывной области, и т.д. Поэтому в [39, 40, 65—67 ] задача реп1алась применительно к обтеканию конфигурации типа полуканала с варьируемыми значениями интенсивности скачка и расстояния между его боковыми стенками, более полно моделирующей реальную геометрическую ситуацию. В качестве объекта исследования использовалась универсальная модель, конструктивная схема которой приведена на рис. 6.2. В общем случае она представляет собой два независимых друг от друга устройства собственно прямоугольный полуканал I и расположенный над ним генератор скачка уплотнения 2. Прямоугольный полуканал выполнен в виде конфигурации, образованной пересечением под прямым углом двух вертикальных (У) и горизонтальной (Я) плоских шлифованных пластин (граней) с острыми передними кромками, установленных на съемном корпусе 3. В конструкции модели предусмотрена возможность изменения расстояния Ь между боковыми гранями дискретно в пределах от 100 до 360 мм. Для измерения распределения давления на поверхности сопрягаемые грани полуканала дренированы 133 приемниками давления 5 диаметром 0.45 мм, а для измерения темпер 1туры на поверхности — хромель-копелевыми термопарами. [c.313]

Расчет потерь импульса на трение при турбулентном или ламинарном режиме течения в пограничном слое может быть выполнен на основе результатов, полученных в работах [2, 3]. Для расчета ламинарного пограничного слоя необходимые соотношения выведены [3] с использованием точных решений, которые удается получить для некоторых законов распределения скорости вне пограничного слоя. Выражения для расчета турбулентного пограничного слоя получены [2] на основе решения интегральных соотношений мпульса п энергии для турбулентного пограничного слоя с учетом градиента давления в ядре потока. При решении этих соотношений используется гидродинамическая аналогия Рейнольдса и соответствующим образом обработанные многочисленные экспериментальные данные по теплообмену и трению для гладкой плоской пластины. [c.176]

Шубауэру и Скрэмстеду удалось локализовать обе ветви нейтральной кривой, измеряя среднеквадратичную амплитуду продольных возмущений на фиксированном расстоянии (в физических единицах) от стенки. Они также измерили распределение амплитуды возмущений и показали, что оно имеет два максимума — больший находится вблизи стенки, затем амплитуда убывает и снова начинает возрастать, достигая максимума у края пограничного слоя. Кроме того, был обнаружен скачок фазы, связанный с минимумом амплитуды. Сравнение полученных данных с теоретическими результатами Шлихтинга показало их качественное согласие. Основное расхождение наблюдалось для высоких частот колебаний, которые усиливались до F = 400, хотя теоретические выкладки указывают на то, что все возмущения выше F W 200 должны затухать. Несмотря на то что плоская пластина была тщательно установлена во избежание градиента давления вдоль нее, в экспериментах [S liubauer, Sl ramstad, 1948] имелся небольшой пик разрежения на начальном участке течения, который мог повлиять на результат определения нейтральной устойчивости для малых Re, т.е. вдоль ветви I. [c.68]

Эксперименты по устойчивости пограничного слоя на плоской пластине, в которых были предприняты специальные меры для того, чтобы минимизировать его о гличие от теоретического, проводились авторами работы [Klingmann et al., 1993]. Использованная в работе пластина имела носовую часть, форма которой была предварительно рассчитана по двумерной теории потенциального потока с учетом профиля рабочей части экспериментальной установки и снабжена закрылком для регулирования распределения давления на начальном участке течения. Таким образом авторам упомянутой работы удалось уменьшить градиент давления и удалить пик разрежения вблизи передней кромки пластины. Для возбуждения контролируемых волн неустойчивости использовалась методика вибрирующей ленты. [c.75]

В теории исследование устойчивости течения с градиентом давления выполняется таким же образом, как и в случае продольного обтекания плоской пластины, т. е. в предположении, что скорость основного течения зависит только от поперечной координаты у. Влияние градиента давления проявляется в распределении скоростей U (у). Результаты расчетов для профилей скорости семейств Фокнера — Скэн [Володин, Гапонов, 1970] и Польгаузена [Левченко, Соловьев, 1970 ] приведены на рис. 7.3 и 7.4. Повышение давления в пограничном слое сильно уменьшает критическое число Рейнольдса и способствует переходу ламинарной формы течения в турбулентную. Наоборот, падение давления увеличивает критическое число Рейнольдса и приводит к затягиванию перехода к турбулентности. [c.261]

D. Распределение потока по соединительным трубам. В небольших паксгах пластип потерями давления в соединительном трубопроводе можно пренебречь и расчет может быть ыполнсп в нредположении, что расходы в пределах каждого плоского 1(апала равны. В больших пакетах пластин влияние распределения потока может стать весьма существенным в зависимости от относительного размера пластин и потерь давления н соединительных трубах. В конечном счете это приводит к снижению эффективности среднелогарифмической разности температур. [c.87]

Акустическое изображение, т. е, распределение звукового давления, передаваемое для получения оптического изображения, возникает на плоском (пластинчатом) пьезоэлектрическом приемном преобразователе. В соответствии с различной интенсивностью падающих ультразвуковых волн на различных участках пластины на ней образуются пьезоэлектрические заряды, которые не могут стекать с неметаллизированной поверхно( ти. Пластина образует затворное окно электроннолучевой сканирующей трубки. При помощи обычной системы сканирования задняя сторона пластины сканируется построчечно, причем возникающая вторичная эмиссия электронов модулируется заряда- [c.299]