Понятие о турбулентном потоке

При движении двухфазных систем проявляются те силы, которые были рассмотрены при анализе гидродинамических явлений, протекающих в однофазных потоках. Однако наличие двух фаз изменяет не только формы движения таких систем, но и их природу, так как решающее влияние оказывает взаимодействие между фазами. В этих случаях невозможно описать режимы обычными для однофазных потоков такими понятиями, как ламинарный , или турбулентный , поток. В отличие от однофазных потоков на границе раздела двухфазных потоков проявляются принципиально новые силы — силы межфазного поверхностного натяжения. Эти силы производят работу образования поверхности жидкости на границе ее раздела. Работа, затрачиваемая на образование 1 см поверхности, называется поверхностным натяжением и соответственно имеет размерность [c.135]

В приведенном определении моделирования следует уточнить понятие модели. В данном случае под моделью понимается материальный объект, подлежащий изучению вместо оригинала. В современной науке термин модель понимается еще и как мысленная схема изучаемого объекта, отражающая его существенные стороны. Классическими примерами таких мысленных схем являются корпускулярная и волновая модели света, модель атома Резерфорда, модель турбулентного потока Прандтля и многие другие. [c.258]

Характерным примером мысленной модели является модель турбулентного потока, предложенная Прандтлем и основанная на понятии длины пути перемешивания (см. гл. 2). Она позволила суш,ественно упростить картину движения в турбулентном потоке и получать практические результаты при моделировании явления, имеющего чрезвычайно сложный характер. [c.264]

Многие достижения теории теплообмена и гидродинамики основаны на понятии пограничного слоя, также предложенного Прандтлем. Оно позволило мысленно разделить турбулентный поток на три характерные зоны ламинарный слой, переходную область и турбулентное ядро. [c.264]

В указанном выше смысле термин вихрь — условное понятие. Вихревым является и ламинарное движение, которое характеризуется различием скоростей по сечению трубы (см. рис. 11-10, а). Каждая частица жидкости движется по трубопроводу поступательно, однако поток в любом сечении можно считать как бы вращающимся вокруг его точек, находящихся у стенки, где скорость жидкости равна нулю. Таким образом, отличие ламинарного течения от турбулентного состоит не в том, что последнее является вихревым, а в наличии хаотических флуктуаций скорости в различных точках турбулентного потока,, приводящих, в частности, к перемещению частиц в направлениях, поперечных его оси. [c.46]

В этой главе предполагается, что читатель знаком с наиболее важными основными понятиями, относящимися к однофазному турбулентному течению. Для полноты они кратко рассмотрены в следующем разделе, хотя это ни в какой мере не исключает необходимости детального изучения основных работ [1—4], посвященных однофазному турбулентному потоку. [c.78]

Поскольку беспорядочное движение вихрей аналогично тепловому движению молекул газа, описание процессов переноса массы, энергии и импульса в турбулентном потоке проводится методами, аналогичными принятым в молекулярно-кинетической теории газов. Таким образом, по аналогии с длиной свободного пробега молекулы вводится понятие пути перемешивания - расстояния, на котором вихрь движется без смешения с окружающей жидкостью. По аналогии с молекулярным переносом количества движения, выражаемым законом внутреннего трения Ньютона [уравнение (3.6)], величину напряжений турбулентного трения (или равную ей плотность потока импульса, переносимого вихрями) принимают пропорциональной градиенту скорости или градиенту импульса [c.43]

Для анализа теплоотдачи в турбулентном потоке вводят понятие турбулентной теплопроводности которая является аналогом турбулентной вязкости в гидродинамике. Тогда удельный тепловой поток при турбулентном теплообмене в направлении оси X (см. рис. 11-7) выразится так [c.282]

При описании процессов передачи тепла или вещества между потоком газа или жидкости и твердой поверхностью часто вводят для наглядности условное понятие приведенной пленки. Допустим, что вдали от поверхности (в так называемом ядре течения) температура и концентрация постоянны (для турбулентного потока это допущение не так далеко от действительности) и что изменение этих величин происходит только в слое толщины б, непосредственно прилегающем к поверхности. Этот воображаемый слой и называют приведенной пленкой. Толщину ее б подбирают таким образом, чтобы получить истинную интенсивность переноса в допущении, что механизм его в пленке является чисто молекулярным. Таким образом имеем [c.34]

Для расчета количества диффундирующего вещества из турбулентного потока к твердой поверхности в теории турбулентности введено понятие ламинарного подслоя, в котором перенос вещества предполагается только молекулярной диффузией. В прилегающем к ламинарному подслою турбулентном пограничном слое предполагается, что молекулярная диффузия не играет роли и перенос вещества происходит только вследствие турбулентных пульсаций. В основной части турбулентного потока вследствие интенсивного перемешивания предполагается, что концентрации выравнены. [c.60]

Иа выражения (5.11) видно, что слой асимметричен. Следовательно, нет смысла вводить понятие толщины диффузионного слоя, окружающего данную частицу. Уравнение внешнедиффузионной кинетики сорбции (ионного обмена) при наличии турбулентного потока может быть получено аналогично [2]. [c.96]

Рассмотрим теперь случай, когда размер частиц существенно больше внутреннего масштаба турбулентности d Kq. В этих условиях все предыдущие рассуждения, относящиеся к эквивалентным числам оборотов, сохраняют свою силу. Мы рассматриваем эти два случая порознь лишь для того, чтобы подчеркнуть различный характер зависимости коэффициента массоотдачи o от числа оборотов мешалки п в области вязкого и инерционного режимов. Поэтому каждому значению п в лабораторном сосуде соответствуют два эквивалентных числа оборотов в модельном реакторе одно из них справедливо при d< %Q, а другое—при d Хд. Разумеется, существует некоторая промежуточная область, когда размер частиц d и внутренний масштаб турбулентности Яд имеют один и тот же порядок, и характер взаимодействия частицы с турбулентным потоком теряет свою определенность. В этой области любые количественные оценки процесса массопередачи весьма затруднены. Это в равной степени относится как к введенному здесь понятию эквивалентных чисел оборотов, так и к изложенному вьппе расчетному приему определения условий равенства коэффициентов массоотдачи в двух различных сосудах. Однако в большинстве случаев можно с большей или меньшей определенностью принять модель либо вязкого, либо инерционного режимов. [c.113]

Турбулентный действительный поток, как уже отмечено, мысленно разлагается на стационарный поток со скоростью ю, усредненный по времени от истинных значений скоростей потока, и пульса-ционный поток. Обозначим его скорость по направлению потока через и нормальную к нему скорость через V . Наличие пульсаций обусловливает интенсивный перенос вещества, характеризуемый понятием турбулентной диффузии. Можно провести аналогию между турбулентным течением и хаотическим движением газовых молекул. Тогда длина смешения I будет соответствовать длине свободного пробега молекул, а скорость пульсации — средней скорости газовых молекул. Турбулентная диффузия отличается от ламинарной тем, что эффективный коэффициент диффузии меняется с расстоянием от стенки. Среднее передвижение вихря до его распада (длина смешения I) практически постоянно в центре ядра потока, но около стенок становится пропорциональным расстоянию у от стенки. По аналогии с кинетической теорией газов можно написать, что средняя составляющая вихря, нормальная к стенке, равна [c.114]

В пределах каждой из фаз при их движении проявляются те силы, которые были рассмотрены при анализе гидродинамических явлений, протекающих в однофазных потоках. Однако наличие двух фаз изменяет не только формы движения таких систем, но и их природу, так как решающее влияние оказывает взаимодействие между фазами. В этих случаях невозможно описать режимы обычными для однофазных потоков понятиями, как ламинарный или турбулентный поток. [c.170]

Понятие о турбулентном потоке [c.67]

Введенное Прандтлем (1905 г.) понятие пограничного слоя в турбулентном потоке оказало большие услуги гидродинамике и наукам, связанным с нею. Аналогично теории подобия эта концепция стала своего рода заменителем математического анализа там, где уравнение Навье— Стокса становится ошибочным. [c.345]

Для удобства рассмотрения явления мы можем мгновенную скорость и в любой точке А турбулентного потока (рис. 4-8) разложить на три составляющие продольную оси потока составляющую и две поперечные, горизонтальную и вертикальную, составляющие и и ы,. Каждая из этих составляющих будет изменяться во времени, но для установившегося турбулентного движения за достаточно продолжительный период времени, несмотря на кажущуюся беспорядочность изменения скоростей, осредненные во времени значения составляющих скорости и — и будут постоянными. Таким образом, путем введения понятия осредненных скоростей (см. гл. 3) была дана возможность рассматривать турбулентное движение, как движение установившееся. [c.63]

При теоретическом анализе широко используется понятие однородной турбулентности, характеристики которой одинаковы для всех точек пространства. Не менее употребительна модель изотропной турбулентности, предполагающая независимость пульсационного движения от какого-либо избранного направления. Реально наиболее близок к течениям с однородной изотропной турбулентностью турбулентный поток позади равномерной решетки. Корреляционный тензор такой турбулентности, представляющий собой изотропный тензор второго ранга, в системе координат, связанной с радиус-вектором г, принимает диагональный осесимметричный вид, т. е. определяется всего двумя скалярными функциями и Кпп т 1 которые к тому же оказываются связанными между собой [13, 86]. Для анализа структуры турбулентности чаще [c.183]

Выражение для турбулентного потока в подходе Кармана выведено из соображений размерности с привлечением понятия пути смешения [c.344]

В третьей главе начинается знакомство с методами описания развитой турбулентности, а именно, с исторически первым и наиболее развитым подходом к описанию турбулентных потоков. Это подход Рейнольдса и выросшие из него многочисленные полуэмпирические модели турбулентности. Начинается глава с определения статистических моментов случайных полей, характеризующих турбулентный поток. Далее дан вывод уравнения Рейнольдса для средних полей и обсуждаются вопросы, связанные с появлением в уравнениях тензора напряжений Рейнольдса. Показано, как получается цепочка уравнений Фридмана-Келлера и формулируется проблема замыкания. Разговор о путях решения этой проблемы начинается с описания гипотезы Буссинеска для тензора напряжений, определения понятия турбулентной вязкости, описания и обсуждения модели пути смешения Прандтля. В последующих параграфах рассмотрены более сложные модели модели переноса турбулентной вязкости и двухпараметрические модели типа к-г модели. Полуэмпирическим моделям в предлагаемом курсе лекций уделено сравнительно скромное место по двум причинам. Во-первых, именно этот подход наиболее полно освещен в литературе и может быть свободно изучен по учебникам. Во-вторых, основной целью данного курса является знакомство с методами изучения свойств мелкомасштабной турбулентности (однородной изотропной турбулентности), которая как раз и остается за полем зрения полуэмпирических моделей. Поэтому описание этих подходов необходимо только для общего знакомства с идеологией метода, дающего возможность ссылаться на него в дальнейшем и проводить необходимые сравнения. [c.6]

Во-вторых, бьшо понято, что даже в самом развитом турбулентном потоке существуют элементы порядка, а число реально возбужденных степеней свободы значительно меньше ожидаемого. В 70-80-х годах появляются многочисленные работы о когерентных структурах в турбулентных потоках и делаются первые попытки описания турбулентности на языке фракталов. [c.42]

Важно отметить, что определение длины пути смешения (длины перемешивания), предложенное Прандтлем (3.27) не является единственно возможным. Широко используются и некоторые другие модели, опирающиеся на это понятие. Например, Тейлор ввел модель, в которой тензор напряжений Рейнольдса для одномерного турбулентного потока задается выражением [c.104]

В несколько ином варианте теории обновления, предложенном Данквертсом [18], механизм диффузии в элементе, находящемся в непосредственйом контакте с газом, предполагается чисто молекуляр 1ым. Кроме того, вводится понятие вероятности смены каждого элемента жидкости новым элементом (принесенным турбулентной пульсацией), или спектра времени пребывания жидких элементов на поверхности. Однако предложенный Данквертсом экспонендиаль-ный вид этого спектра, хотя и основан на разумном представлении о статистической независимости турбулентных вихрей, проникающих непосредственно на поверхность, во-первых, не учитывает того факта, что не все пульсации проникают на поверхность, и, во-вторых, содержит тот же самый неопределенный пара- м етр — период обновления Дт, к которому теперь уже добавляется второй неопределенный параметр, характеризующий спектр времени пребывания. Наиболее отчетливо смысл величины Дт выступает в работе Ханратти [19], в которой сделана попытка описать в рамках теории обновления Опытные данные по массооб-мену между турбулентным потоком и твердой стенкой. Это достигается путем использования Дт в качестве подгоночного параметра. Кроме того, Ханратти без всякого обоснования предлагает следующую обобщенную формулу для спектра времени пребывания Ф(т)йг = Л ехр (—T/At) dT, где т —время контакта, [c.173]

Введение понятия длины пути перемешивания оказа 1ось весьма полезным, поскольку в ряде случаев его удается определить с помощью простых соотношений. Так, например, для турбулентного потока в. круглой трубе удовлетворительные результаты дает выражение [c.69]

Понятие о диффузионном горении. Наиболее распространенным в промышленной практике случаем диффузионного горения является горение в турбулентном потоке прн одновременном смешении газообразных струй топлива и окислителя, т. е. турбулентное горение, происходящее по мере образования горючей смеси. Опыт показывает, что кинетическое горение (горение готовой горючей смеси) становится крайне неустойчивым при переходе на турбулентный режим даже в случае принятия искусственных мер в виде размещения в потоке твердых тел, создающих местные зоны торможения. В то же самое время эти же мероприятия при известных соотношениях оказываются вполне достаточными для стабилизации диффузионного горения (т. е. горения вновь образующейся горючей смеси) в турбулентном потоке. Опыт показывает, что длина дуффузионного факела (пламени) практически перестает зависеть от скорости турбулентного потока. Это свидетельствует о том, что скорость сгорания в рассматриваемом случае становится практически пропорциональной скорости потока (или, что то же, пульсационной скорости) и что явление действительно протекает в чисто диффузионной области. [c.96]

Рассмотрим теперь горение в турбулентном потоке. Основная информация об этом процессе получена при измерениях аналогов величин и S , соответственно скорости распространения турбулентного яламени и, и протяженности зоны горения 6г. Эти понятия определены, однако, не столь четко, как в теории ламинарного горения. Напомним, что величина 4 характеризует удельную скорость переработки свежей смеси на поверхности фронта пламени и равна отношению объемного расхода смеси к площади его поверхности. Такую поверхность можно определить равенством с = = Со = onst. Как свидетельствуют проведенные выше оценки, толщина фронта пламени мала по сравнению с характерными размерами задачи. Следовательно, площади разных изотерм с = Со слабо отличаются друг от друга. В турбулентном потоке величина 6, всегда порядка характерного размера задачи, и поэтому площади осредненных изотерм (с) = Со = = onst значительно различаются. [c.217]

Рассмотренные выше методы являются методами измерения скорости горения в ламинарных потоках при измерениях скорости горения в турбулентных потоках применяются аналогичные методы. При наличии турбулентности в газовой смеси фронт пламени искривляется и, кроме того, непрерывно беспорядочно колеблется. Следовательно, понятие скорости горения в этом случае относится к усредненному фронту пламени. В лабораторных условиях горение в турбулентных потоках трудно наблюдать, если горение происходит не в горелке. Именно поэтому горелку и применяют в этом случае. На правом снимке рис. 6.10 показана одна из мгновенных фотографий пламени в турбулентном потоке горедки. При использовании методов измерений скорости горения по углу наклона пламени и по площади фронта пламени необходимо определить усредненную по времени и пространству поверхность фронта пламени, имеющего неоднородность, аналогично показанной на рисунке. При фотографировании пламени горелки в турбулентном потоке с большой выдержкой получаем снимок усредненного фронта пламени, как показано на левом снимке рис. 6.10, неоднородности которого размыты из-за многократного наложения мгновенных изображений фронта пламени. В одном из методов [20] используется для расчетов поверхность, средняя между внешней и внутренней границами размытого изображения пламени. Однако вопрос о том, является ли правильным выбор этой поверхности в качестве усредненной — остается невыяснен. Такой метод приводит к большим индивидуальным ошибкам при измерении, и повторяемость результатов крайне низка. Взамен этого метода [c.125]

Появление в уравнениях движения напряжений турбулентного трения с пульсационными скоростями делает систему уравнений (1.1), (1.2) для турбулентных режимов незамкнутой и основная сложность анализа турбулентных потоков состоит в поиске дополнительных гипотез относительно зависимости напряжений Рейнольдса от осредненных характеристик потока. Существуют несколько подходов такого рода, при которых вводятся понятия длины пути перемешивания пульсирующих глобул и турбулентной вязкости по форме аналогичной закону молекулярного трения а = — = (гипотеза Бусси-неска). Считается, что путь перемешивания турбулентных пульсаций уменьшается по мере приближения к твердой поверхности, которая гасит пульсациоиное движение потока. Все такого рода гипотезы относительно турбулентных потоков так или иначе приводят к логарифмическому профилю осредненных значений скоростей поперек турбулентного потока [c.12]

Поведение пульсирующих объемчиков вещества в некотором смысле напоминает хаотическое тепловое движение молекул. На основе такой аналогии вводятся понятия так называемой турбулентной вязкости (м урд, Па с) и кинематической турбулентной вязкости (у урд = Цтурб/Р. м /с) турбулентных потоков. Коэффициенты рц,урд и у урд используются в кинетическом уравнении вязкого трения (1.13) и наряду с поперечным градиентом усредненной скорости ио) потока определяют величину касательного напряжения так называемого турбулентного трения (а,,урд, Н/м ) между параллельно движущимися турбулентными слоями вязкой жидкости [c.54]

Наиболее распространенный — феноменологический — подход, используемый при решении таких задач, обладает существенными недостатками. В рамках этого подхода не существует единой методологии, так что в каждом конкретном случае приходится осуществлять решение по новой схеме, основанной на использовании специальных методов и понятий. Кроме того, в ходе решения неизбежно появляются феноменологические коэффициенты, которые, как правило, не удается связать с характеристиками флуктуаций соответствующих физических параметров. В связи с этим нено-средственные вычисления, измерения и даже оценка указанных коэффициентов в рамках феноменологического подхода, как правило, невозможны, несмотря на то, что в ряде случаев они имеют ясный физический смысл. В качестве примеров можно привести коэффициент турбулентной диффузии От, появляющийся при феноменологическом описании переноса вещества примеси в турбулентном потоке, время обновления поверхности х в модели Данк-вертса [116] поглощения целевого компонента частицей дисперсной фазы, размеры вихрей в иолуэмпирических теориях структуры турбулентности и т. д. [c.199]

Строгий термодинамичес й анализ потока не требует введения каких-либо рассуждений, относящихся к его механизму. Принимают, что все вещества перемещаются совершенно без трения, поэтому можно игнорировать вязкость, которой обладают все реальные вещества, как жидкие, так и газообразные. Теоретические уравнения, выведенные на основании этого допущения для описания свойств реальных веществ, требуют некоторого видоизменения. Так как нашей целью является расширение термодинамической трактовки за пределы чисто теоретических уравнений, что дает возможность решать практические задачи, то необходимо включить некоторые кинетические рассуждения. Будем полагать, что читатель уже знаком с такими понятиями, как вязкость, ламинарный поток и турбулентный поток, а также с характеристикой каждого из них и с применением безразмерного отношения )ар/ц (критерий или число Рейнольдса — Re) для характеристики условий истечения. [c.366]

При движении двухфазных систем проявляются те силы, которые были рассмотрены при анализе гидродинамических явлений, протекающих в однофазных потоках. Однако наличие двух фаз изменяет не только формы движения таких систем, но и их природу, так как решающее влияние окгшвштвзаимодействие между фазами. Поэтому невозможно описать режимы обычными для однофазных потоков понятиями, такими, как ламинарный или турбулентный поток. Двухфазную систему необходимо рассматривать как физико-химическую систему, которая может быть определена как многофазная многокомпонентная сплошная среда, распределенная в пространстве и переменная во времени, в каждой точке гомогенности которой и на границе раздела фаз происходит перенос вещества, энергии и импульса при наличии источников (стоков) последних. [c.131]

Из изложенного видно(е что чистая конвекция тепла к стенке4 т. е. отдача тепла непосредственно стенке, в действительности не имеет места. Чистая конвекция, понятие о которой дано при систематике видов теплообмена, является, следовательно, лишь некоей идеальной моделью. В действительности движение тепла к стенке всегда будет более или менее сложным процессом. В наиболее эффективном случае — в сильно турбулентном потоке — пограничный слой становится очень тонким и транспорт тепла осуществляется главным образом путем конвекции. В случае другой крайности пограничный слой разрастается до заполнения всего сечения слоистой струей и конвекция сводится к одному направлению, параллельному стенке, принимающей тепло, которое влияет на передачу тепла стенке только формой температурного поля. В этом случае доминировать будет теплопроводность. [c.133]

В случае нагревания жидкости в турбулентном потоке, не доводя ее, однако, до кипения, при рассмотрении механизма процесса мы пользуемся понятием о пограничном слое. Но в момент наступления кипения пограничный слой теряет свою непрерывность и разрывается из-за образования пузырьков, на форму и величину которых впччют не только тепловые уело- , еп /лг [c.239]

Для турбулентного слоя Карман пользуется понятием так называемой вихревой вязкости s (eddy vis osity), предложенной в несколько ином смысле Мерфри [27]. Она должна учитывать внутреннее трение в турбулентном потоке, подобно тому как обычная вязкость проявляется в ламинарном потоке. Насколько обычная вязкость v изменяется мало (в предыдущих рассуждениях мы считали ее постоянной), настолько различной будет вихревая вязкость е в разных слоях потока. Если вязкость v рассматривать как перенос количества движения , то вихревую вязкость можно назвать турбулентным переносом количества движения . [c.353]

В 1877 г. французский ученый Ж. Буссинеск для объяснения увеличения гидравлического сопротивления при переходе от ламинарного режима течения к турбулентному высказал гипотезу, что турбулентным потокам присуще особое свойство — турбулентная вязкость По Буссинеску в обобщенный закон Ньютона (см. 4.4) вместо обычной (молекулярной) вязкости ц следует подставлять сумму ц + Однако вопрос об определении оставался открытым. Несмотря на то, что турбулентную вязкость теоретически рассчитать невозможно, понятие этой вязкости, введенное Буссинеском, в дальнейшем стало использоваться при изучении турбулентных течений. Более того, наряду с была введена турбулентная теплопроводность которая учитывает турбулентный перенос теплоты. При этом в закон Фурье вместо обычной (молекулярной) теплопроводности А, подставляют сумму Х + [c.198]

Модели турбулентности первого порядка. Введение изотропного турбулентного среднего давления, как и вязкого турбулентного напряжения, полностью аналогично соответствующим процедурам, принятым в реологии несжимаемой вязкой жидкости. Однако, если молекулярная кинематическая вязкость и — собственная физическая характеристика жидкости (функция термодинамических параметров, которую в больщинстве случаев можно считать постоянной), то турбулентный коэффициент вязкости не является ни собственно свойством жидкости, ни тем более константой, как это считал Буссинеск, а лишь функционалом от геометрических и кинематических характеристик турбулентного потока. Поэтому в современном понимании выражение Буссинеска еще не вводит модели турбулентности, а лишь предопределяет ее структуру. Определение связи величины с характеристиками турбулентного потока составляет содержание различных полуэм-пирических моделей турбулентности. В моделях первого порядку называемых градиентными [1, 24, 95, 101], по аналогии с молекулярной длиной свободного пробега в кинетической теории газов вводится понятие длины пути смешения I — некоторого характерного масштаба перемещения переносящих импульс турбулентных вихрей. Согласно модели Прандтля [c.191]

Некоторые нелинейные обобщения K-L и К-е моделей [108] дают удовлетворительные результаты при расчете даже таких сложных явлений как вторичные турбулентные течения в некруглых трубах. Поскольку в моделях турбулентности первого и второго порядка турбулентная вязкость обычно считается скалярной величиной, были предложены также модели, в которых она предполагается переносимой турбулентным потоком скалярной субстанцией, удовлетворяющей соответствующему дифференциальному уравнению переноса. Такова, например, модель Коважного [100]. В более сложных моделях, где понятие не используется или турбулентная вязкость не считается изотропной величиной, для компонентов тензора турбулентных напряжений эволюционные уравнения формулируются непосредственно [91, 109, 110]. Эти уравнения учитывают в соответствующей тензорной форме механизмы порождения, перераспределения, переноса и диссипации турбулентных пульсаций. Члены, описывающие эти механизмы, имеют различный относительный вес в различных пространственных областях турбулентного поля. [c.196]

Процессы массопереноса в ламинарном и турбулентном потоках принципиально различны. При описании турбулентного массопереноса наряду со средней W) и пульсационной W скоростями используют понятия средней (С) и пульсационной С концентрации в каждой точке потока. Как и среднюю скорость, среднюю концентрацию определяют как результат усреднения по большим промежуткам времени в каждой точке пространства. При этом нерегулярность изменения концентрации за счет турбулентных пульсаций сглаживается и величина (С) оказывается плавно меняющейся функцией координат и времени. Разность С = С — (С) между истинной (мгновенной) и средней концентрацией называют пульсационной составляющей концентрации. [c.341]

Турбулентный режим. Как уже отмечалось, течение волновой пленки жидкости и массообмен в ней имеют ряд характеристик, свойственных турбулентному режиму. Это, в первую очередь, наличие пульсационной составляющей в распределении скорости и турбулентного потока вещества в суммарном переносе субстанции При турбулентном режиме подобные составляющие, в отличие от рассмотренных при волновом течении, имеют случайный характер Корреляция случайных величин (будь то скорости или концентрации) остается неизвестной, поэтому приходится пользоваться теми или иными моделями, отличающимися между собой как точностью полученных с их помощью результатов, так и заложенными в них физическими понятиями. [c.425]

Что касается аналогичной визуализации воздушных потоков, то здесь все чаще используются подкрашенные дымовые струи, которые получаются как продукты сгорания специальных смесей в дымовых генераторах. В принципе, понятие дым является более широким, поскольку в качестве трассеров, которые делают картину течения видимой, нередко применяют водяной пар, различные аэрозоли, туман и другие мелкие частицы, размер которых меньше или даже много меньше 1 мкм. Способ подачи дыма в исследуемую область определяется условиями эксперимента и, чаще всего, осуществляется или через тонкую трубку, или через отверстия в модели. Однако метод весьма чувствителен, в частности, к уровню турбулентности потока в аэродинамической трубе. Если труба с высоким качеством потока, то метод можно использовать для визуализации даже сверхзвуковых ламинарных областей потока. Большой опыт применения дыма для визуализации не только до-, но и сверхзвуковых течений накоплен в аэродинамических трубах Университета Нотр-Дам. Одним из наиболее характерных и удачных примеров выполненной дымовой визуализации является работа [132], результаты которой широко цитируются в литературе. [c.42]