Скорость - основное течение
Cтраница 2
В области е О критические волновые возмущения имеют фазовую скорость, близкую к экстремальной скорости основного течения; при е 0 волновые возмущения отстают от основного потока. [16]
В этом выражении ( U, 0, 0) - скорость набегающего потока основного течения, которая предполагается постоянной; ( u v w) - осредненные по времени компоненты скорости основного течения; ( и, и, w) - компоненты случайных пульсаций скорости в какой-либо точке относительно средней скорости в этой точке. [17]
Из (16.10), (16.11) тогда выделяется спектральная задача для амплитуд горизонтальных компонент векторов v и и, а также р и в. Эта задача не содержит скорости основного течения и совпадает с задачей устойчивости механического квазиравновесия в невесомости при наличии поперечной разности температур и вибрации в плоскости слоя. [18]
Рассмотрим теперь решение по новой схеме с учетом поправок, о которых мы только что говорили. По этой схеме скорости движения на дне траншеи сравнимы со скоростью основного течения, так что остатки вовлекаются в вихревое движение в нижней зоне. По схеме траектории этого движения - замкнутые кривые, расположенные под нижней линией раздела, и теоретически остатки будут все время двигаться в этой зоне. Но поправка на вязкость дает турбулентный слой вокруг линии раздела, так что захороненные остатки, попав в этой слой, выходят во вторую вихревую зону, в которой скорости движения снова велики. Из этой зоны через второй турбулентный слой они выходят в основное течение. Вывод из этого решения - и он подтверждается практикой - такой способ захоронения радиоактивных остатков неприемлем. [19]
 |
Критическое число Рэлея, отнесенное к его значению при. [20] |
По опыту исследования устойчивости конвективного вязкого течения в наклонном слое ( § 6 и 7) можно ожидать, что в пористом наклонном слое в области действия рэлеевского механизма ведущую роль играют пространственные спиральные возмущения. Для амплитуд монотонных спиральных возмущений получается краевая задача, которая не содержит профиля скорости основного течения. Как и в случае вязкого течения, замена - Rasina - Ra приводит к задаче устойчивости равновесия в подогреваемом снизу слое. [21]
В этой главе заканчивается анализ устойчивости плоскопараллельных ( и близких к ним) конвективных течений. Рассматривается течение в горизонтальном слое под действием продольного градиента температуры; его специфика состоит в том, что скорость основного течения перпендикулярна подъемной силе. Далее изучается своеобразное течение, возникающее в плоском слое в условиях невесомости под действием термовибрационного механизма. Наконец, обсуждается устойчивость конвективных течений погранслойного типа. [22]
Следовательно, если первый член подинтегрального выражения в правой части равенства (73.1) по абсолютной величине меньше второго члена для всех допустимых функций и, то основное течение с полем скоростей v является устойчивым. Так как в первый член в качестве сомножителя входит v, мы приходим к выводу, что большие величины скорости основного течения и большие напряжения могут вызвать неустойчивость. Ниже на основе указанных соображений будут получены численные оценки границ устойчивости. [23]
В целом гидродинамический кризис рассматриваемого течения обусловлен взаимодействием двух разных механизмов. На кривой 1 ( по крайней мере на ее начальном участке) неустойчивость имеет невязкую природу и связана с наличием точки перегиба на профиле скорости основного течения. Ветвь 2 может быть отождествлена с вязким механизмом неустойчивости типа волн Толмина - Шлихтинга. [24]
Рассмотренные выше полуэмпирические теории хотя и позволяют производить расчет турбулентных течений ( примеры такого расчета будут даны в следующих главах), все же оставляют желать лучшего, поскольку каждая из них приспособлена только к одному определенному, а не ко всем видам турбулентного течения. Так, например, формула Прандтля (19.7) совершенно неприменима к изотропной турбулентности, возникающей позади решетки с мелкими ячейками, так как при такой турбулентности градиент скорости основного течения всюду равен нулю. [25]
При обтекании потоком пузырька ширина области отрыва не превышает 26j и, следовательно, захватывает очень узкую область у кильватера пузырька. В этой области происходит турбулентное движение жидкости. Скорости турбулентного течения малы по сравнению со - скоростями основного течения, поскольку область турбулентного движения является весьма узкой. [26]
В случае чисто степенной модели, как уже говорилось, метод линеаризации оказывается неприменимым. В работе И.Г. Семакина [60] развит приближенный подход, основанный на введении понятия эффективной вязкости. Согласно этому подходу рассматривается истинное ( неньютоновское) распределение скорости основного течения [61], а уравнения возмущений записываются в том же виде, что и для обычной ньютоновской жидкости с заменой вязкости на эффективную, определяемую по расходу в одном из встречных потоков. Приведенные выше результаты решения задачи устойчивости на основе регуляризованной модели при больших H удовлетворительно согласуются с результатами, найденными в приближении эффективной вязкости. [27]
В этой главе рассматриваются обобщения базовой задачи устойчивости, связанные с учетом некоторых осложняющих факторов. Один из них ( стратификация) вводит в действие новые механизмы неустойчивости. Действие другого фактора ( температурной зависимости вязкости) обусловлено преимущественно деформацией профиля скорости основного течения. Поскольку перечисленные факторы оказывают более или менее существенное влияние на развитие возмущений основного потока, их изучение представляет значительный практический интерес с точки зрения проблемы управления устойчивостью конвективных течений. [28]
Единственное отличие состоит в том, что в уравнении энергии вместо срТ используется удельная энтальпия. В соответствии с результатами Иллингворта при повышении температуры стенки расстояние до точки отрыва уменьшается или отрыв наступает раньше, что согласуется с расчетами Мордухова и Грэйпа. Так как Хоуарт [45] и Стюартсон [46] уже вычислили положение точки отрыва для линейного закона изменения скорости основного течения как несжимаемой, так и сжимаемой среды, Иллингворт численно исследовал теплообмен для этого частного случая, а также для случая симметричного обтекания цилиндра с тупой носовой частью. [29]
Эта мода почти не вызывает искажения поверхности фазового перехода. Наиболее опасной, таким образом, является антисимметричная мода. Она связана с образованием на поверхности фазового перехода винтового рельефа, медленно дрейфующего вверх с фазовой скоростью, которая на два порядка меньше скорости основного течения. [30]
Страницы: 1 2 3