Шлихтинга

Шлихтинг [447] приводит соотношение для толщины теплового пограничного слоя в этих условиях в виде соотношения [c.159]

Масштаб течений Шлихтинга определяется вихрями размерами (Х/4)1,9Хв- Численные оценки для воды при частоте возбуждающих колебаний /" = 10 кГц показывают, что этот масштаб равен 0,44 мм. [c.164]

Таким образом, акустические микромасштабные течения в акустическом пограничном слое (течения Шлихтинга), микропотоки вблизи кавитационных пузырьков и акустическая турбулентность составляют то множество гидроакустических эффектов, которое вызывает эффект ГА-воздействия. [c.165]

Учитывая то обстоятельство, что профили скоростей в плоскости ХУ хорошо аппроксимируются уравнением Шлихтинга [c.105]

В дальнейшем для описания профилей скорости в основном участке струи любой формы будем пользоваться функцией / у1Ь), которую теоретически получил впервые Шлихтинг [c.365]

Шлихтинга имеет более простой вид, но дает практически те же результаты. Следует отметить, что формула Шлихтинга выводится также из теории Прандтля (при наличии спутного потока, имеющего скорость, близкую к скорости струи). [c.371]

Шлихтингом было показано (см. [20], [22]), что решение задачи (5.1.21), (5.1.22) может быть получено путем ее сведения к краевой задаче для соответствующего( обыкновенного дифференциального уравнения. При этом показано, что ширина струи возрастает пропорционально а максимальная скорость на оси симметрии убывает обратно пропорционально х . [c.112]

Экспериментальное изучение соответствующей картины обтекания цилиндра дает весьма наглядные результаты. В книге Шлихтинга [25] приведены отлич- [c.30]

Уравнение (46) — это хорошо известное уравнение Блазиуса [ ]. Оно нелинейное, поэтому при получении точных результатов необходимо применять численные методы решения. Несколько решений этого уравнения было получено Шлихтингом и Буземаном, Эммонс получил целый ряд численных решений, удовлетворяющих граничным условиям, используемым в рассматриваемой здесь задаче [условия (42), (43) и (50)], а также дал приближенные аналитические формулы, согласующиеся с полученными им численными результатами [ ]. [c.400]

Струйный пограничный слой. В отличие от пристенного слоя струйный образуется при вытекании струи из отверстия или сопла в безграничную среду той же плотности и вязкости. Если, например, струя вытекает из бесконечно узкой щели и сохраняется ламинарный режим, то картина течения имеет вид, приведенный на рис. 1.41. Между осью струи и окружающей средой образуется струйный пограничный слой, который может быть описан уравнениями (1.76). В таком течении р/ л 0. Решение Г. Шлихтинга позволяет найти функцию тока [c.53]

При малых числах Рейнольдса (Re 5) смешанно-конвек-тивное течение обладает структурой трехмерных вихревых ячеек (шнуров) [23], однако с ростом Re развивается неустойчивость сдвигового типа, связанная с возникновением двумерных волн Толмина — Шлихтинга. Для характеристики режима, соответствующего изменению механизма конвекции в плоском канале, введено [24] эффективное число Ричардсона Ri = = —Ra /(Re Pr) для газов при Рг = 0,7 и вязкости Ri = =—1,3-106 [25]. [c.132]

Для оппсання профиля скорости во всех сечениях рассматриваемой струи сложной формы исно.яьзуется, как и в работах [3, 4], известная формула Шлихтинга [5] [c.107]

Еще один вид нестабильности — Бенарда — происходит вследствие флуктуации плотности. Она может возникнуть и в гомогенных системах, подобно нестабильности Толмина — Шлихтинга, тогда как нестабильность Кельвина — Гельмгольца и Релея — Тейлора характерны для гетерогенных систем. Флуктуации плотности состоят в том, что под влиянием тех или иных причин (например, градиентов температуры, концентрации) более тяжелые слои оказываются над более легкими. Тогда под действием гравитационных сил начнется перераспределение слоев жидкости, чему, однако, будут препятствовать силы внутреннего трения. [c.30]

Пусть в пробирку налиты две жидкости с плотностями pi и рз (Ра Pi)- Пробирку энергично встряхивают в течение некоторого времени. Образуется эмульсия, которая в зависимости от обстоятельств может быть стабильной или нестабильной. Вопрос состоит в том, почему и как большой объем жидкости распадается на отдельные капли. Ответ заключается в анализе устойчивости данного движения. Очевидно, в этом случае скорости течения будут не очень большими (в отличие от нестабильности Толмина — Шлихтинга), отсутствуют сколько-нибудь значительные тангенциальные составляющие скорости (в отличие от нестабильности Кельвина — Гельмгольца), нет неблагоприятных градиентов плотности (в отличие от нестабильности Бенарда). Преобладающим видом течения будет колебательное движение вверх и вниз, что соответствует нестабильности Рэлея — Тейлора. Если ручным встряхиванием удастся достичь движения, близкого к синусоидальному с частотой 3 кол/сек и амплитудой -—10 см, то максимальное ускорение составит 3,6-103 см1сек . В определенные моменты движения алгебраическая сумма этого переменного ускорения и ускорения силы тяжести (0,98-Ю см1сек ) может достичь величины, являющейся критической для нестабильности Рэлея — Тейлора. Более подробно этот вопрос рассмотрен в работе Гопала (1963). Здесь ограничимся анализом принципа расчета. [c.31]

В табл. 7.1 приведены значения функций (ф), (ф), " (ф). На рис. 7.6 профили скорости Толмина и Шлихтинга (5) в плоском слое смешения сопоставляются с экспериментальными данными. [c.367]

Уравнения движения — первые два уравнения системы (2.18а) — могут быть решены независимо от уравнения энергии — третьего уравнения системы. Их решение известно для случая т = 1 — квазитвердого вращения газа. Оно приведено в работе Шлихтинга [85]. В этом случае > О на полупрямой О с < оо (газ [c.89]

Здесь и = йи1йх X — продольная координата, отсчитываемая вдоль нулевой линии тока (направляющей цилиндра) от критической точки. При и = О, е = 1 этот результат согласуется с приводимыми Г. Шлихтингом данными о независимости коэффициента теплоотдачи на продольно обтекаемой пластине от степени турбулентности потока (при условии сохранения ламинарного режима движения в слое) [85]. [c.110]

По-видимому, правильнее считать аналогом пульсационной скорости не скорость акустического ветра, а скорость того вторичного движения, которое возникает в заряде вследствие малых пульсаций давления, обусловленных сгоранием топлива в объеме. Аналогичн. е движения возникают в вязкой жидкости при наличии в ней источника звуковых колебаний. Это явление подробно разобрано в работе Г. Шлихтинга [В5 1, а также в статьях П. К- Кубанского [8], на которые ссылается Г. Б. Розенблит. [c.112]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология