Спектр - турбулентность
Cтраница 2
Наиболее естественные методы построения замкнутых уравнений для спектров турбулентности получаются обрезанием частично просуммированных диаграмм Фейнмана. [16]
Поэтому в рассматриваемой суперпозиции ( т.е. в спектре турбулентности) представлено очень большое число колебаний, длины волн которых сильно варьируются. [17]
Интегрирование производится по области т.е. по мелкомасштабной части спектра турбулентности. Как и при вы числении интеграла (9.8), замкнутые выражения удается получить только при предельных значениях питч-угла. [18]
Переход от одного режима к другому сопровождается резким изменением спектра турбулентности. В основном турбулентные пульсации распространяются вдоль приложенного электрического поля. [20]
В общем случае выполнить аналитически интегрирование в (2.39) для атмосферного спектра турбулентности (1.13) невозможно. [21]
Теория, развитая А. Н. Колмогоровым и А. М. Обуховым, позволила определить вид спектра турбулентности в инерционном интервале. Справедливость этой теории подтверждена многочисленными экспериментами, примеры которых будут приведены в следующем параграфе. [22]
Так в недавно выполненной работе Хамбергера и Янкарика [8] был измерен спектр ионнозвуковой турбулентности в плазме, на которую накладывается очень сильное электрическое поле. Это поле возбуждает сильный электрический ток и за счет неустойчивости по отношению к возбуждению ионнозвуковых волн плазма приходит в турбулентное состояние и обнаруживает большое сопротивление. [23]
Напомним, что при К 1 неустойчивость пламени практически не влияет на спектр турбулентности. Поэтому указанная в § 6.2 система трех определяющих критериев должна быть пересмотрена. К 1 энергия турбулентности в зоне горения не может стремиться к бесконечности, т.е. при К 1 газодинамические эффекты не меняют гидродинамическую структуру потока принципиальным образом. Таким образом, в рамках приближенной теории зависимость от критерия 0 может не учитываться. [24]
Наряду с исследованием распространения плоских шумовых волн было сделано несколько попыток построить автомодельные спектры акустической турбулентности - случайного ансамбля слабонелинейных волн, распространяющихся во всевозможных направлениях. Предполагается, что возбуждение волн происходит в области низких частот ( - со0), а затем энергия в результате нелинейного взаимодействия передается к высоким частотам без потери энергии в инерционном интервале частот. [25]
Как указывалось в главе 1, в нетурбулентной жидкости отсутствует каскадный перенос энергии по спектру турбулентности. [26]
В соотношение (2.31) входят три слагаемых, описывающие силы инерции, перенос энергии по спектру турбулентности и пульсации давления. Лишь первое слагаемое точно выражается через искомую двухточечную плотность вероятностей. Гипотеза подобия позволяет сделать ряд важных выводов о структуре остальных слагаемых и тем самым проанализировать основные черты взаимодействия между турбулентной и нетурбулентной жидкостями. [27]
Понятно, что решение этой задачи очень тесно связано с исследованием статистических характеристик мелкомасштабной части спектра турбулентности. Отсюда видно, что диссипация энергии и скалярная диссипация играют фундаментальную роль не только в теории турбулентности ( Колмогоров [1941], Обухов [1941, 1949]), но и в теории турбулентного горения. [28]
Конкретная реализация такого подхода может быть совершенно различной в зависимости от того, какой участок спектра турбулентности рассматривается. Например, в мелкомасштабной части несколько первых структурных функций не дают достаточной информации о локальных характеристиках турбулентности, так как амплитуда пульсаций диссипации значительно превышает ее среднее значение. Следовательно, необходимо использовать уравнение для плотности вероятностей разности скоростей. [29]
 |
Сравнение экспериментальной и теоретической зависимостей дисперсии смещений изображения некогерентнсго источника от параметра ( Зо. [30] |
Страницы: 1 2 3 4