Бесплатно скачать, заказать диплом, курсовую, диссертацию Анализ профилей осредненной скорости в переходном и турбулентном пограничных слоях с учетом внешней турбулентности и шероховатости стенки

У нас уже 21989 рефератов, курсовых и дипломных работ

Сделать закладку на сайт

Заказать диплом, курсовую, диссертацию

Быстрый переход к готовым работам

Мнение посетителей:

Книга жалоб
и предложений

Название	Анализ профилей осредненной скорости в переходном и турбулентном пограничных слоях с учетом внешней турбулентности и шероховатости стенки

Количество страниц	102

ВУЗ	МГИУ

Год сдачи	2010

Бесплатно Скачать	23172.doc

Содержание	Содержание ВВЕДЕНИЕ . 3 1) Приоритетность расчета осредненного поля скоростей 3 2) Обзор литературы по затрагиваемым вопросам 7 1. Вырожденный характер координаты yUr/v и значение условий при у ->0 7 2. Границы области ЛТП 10 3. Влияние внешней турбулентности 11 4. Учет влияния шероховатости 12 3) Актуальность задач и новизна результатов 15 4) Цель и план диссертации 17 ГЛАВА 1. ПРИСТЕНОЧНЫЙ ЗАКОН ПОДОБИЯ ДЛЯ ГЛАДКОЙ ПЛАСТИНЫ 22 ГЛАВА 2. ЕСТЕСТВЕННЫЙ ПЕРЕХОД ПОГРАНИЧНОГО СЛОЯ 34 ГЛАВА 3. УЧЕТ ВЛИЯНИЯ ТУРБУЛЕНТНОСТИ ВНЕШНЕГО ПОТОКА 53 ГЛАВА 4. УЧЕТ ВЛИЯНИЯ ШЕРОХОВАТОСТИ СТЕНКИ 66 ЗАКЛЮЧЕНИЕ 98 Литература 102 ВВЕДЕНИЕ Исследованию турбулентного пограничного слоя в несжимаемой жидкости в прошлом было посвящено немало работ (см., например, [1, 2]). Тем не менее, расчет его продолжает оставаться одной из актуальнейших задач аэродинамики даже при отсутствии градиента давления [3, 4]. Причиной является полуэмпирический характер расчета, затрудняющий рассмотрение случая больших чисел Рейнольдса и учет влияния шероховатости, которое не находит отражения в граничных условиях (в обзоре [3] последние две проблемы названы "ахиллесовой пятой" современной вычислительной гидродинамики). 1) Приоритетность расчета осредненного поля скоростей. Осреднение уравнений двумерного турбулентного слоя приводит к появлению в одном из них рейнольдсова напряжения, связь которого с полем осредненных скоростей остается неизвестной. Это обстоятельство приводит к необходимости введения эмпирических констант (и даже эмпирических функций) для «замыкания» уравнений движения. При этом не всегда удается существенно «отойти» от условий проведения экспериментов без введения поправочных коэффициентов (или изменения «констант»). Число эмпирических констант, используемых в расчете, зависит не только от выбора переменных, но и от подхода к учету взаимосвязанности осредненных и пульсационных характеристик течения. Ясно, что пульсации являются лишь «ведомым» участником взаимодействия с «ведущим», осредненным полем скоростей. Иначе говоря, пульсационные характеристики оказываются такими, какими они наблюдаются в эксперименте, лишь потому, что соответствуют осредненному полю скоростей. Целесообразность такого противопоставления определяется тем, что характеристики «ведущего» поля должны конкретизироваться в первую очередь. При этом уравнение количества движения, проинтегрированное по координате у, может рассматриваться как определение входящего в него неизвестного «ведомого» слагаемого (рейнольдсова напряжения). Но тогда основные усилия целесообразно направить не на «замыкание» уравнений движения, а на модельное представление поля осредненных скоростей. Выбор же эмпирических констант и функций, необходимых для систематизации профилей скорости, может основываться на соображениях, лишь косвенно связанных с наличием пульсаций. При таком подходе, как показано ниже, удается отказаться от "прямого" использования количественной эмпирической информации и формализовать выбор констант, сводя его к выполнению контролируемых модельных условий. Предлагаемый подход, несомненно, снижает уровень неопределенности, неизбежной при расчете турбулентного пограничного слоя. Разумеется, основой модельных допущений являются факты и закономерности, выявленные экспериментально. Более того, некоторые из рассматриваемых ниже моделей (в частности, модель, предложенная для оценки эквивалентной высоты песочной шероховатости) фактически сводятся к осреднению имеющихся опытных данных на базе тех или иных модельных формулировок. При этом основным подтверждением предпочтительности сделанного выбора в ряде случаев является приемлемое согласие результатов расчета с совокупностью имеющихся опытных данных. Вряд ли можно говорить о получении эталонных констант и кривых; тем не менее, можно констатировать появление определенных ориентиров. Наиболее важным представляется то, что эмпирическая информация используется ниже не для обоснования, а для контроля предлагаемых моделей. Для численного расчета турбулентного пограничного слоя в современных исследованиях обычно используются те или иные полуэмпирические модели турбулентности (см., например, [1]). Обеспечивая качественно правильное описание реальных течений, такие модели не гарантируют, тем не менее, получение надежных результатов. Анализ случая Ree -> со с использованием метода сращиваемых разложений [5] позволяет обсуждать лишь формальную структуру асимптотического решения, возможность же определения констант при турбулентном режиме заведомо исключена даже при больших числах Рейнольдса. Более перспективным направлением представляется прямое численное моделирование (DNS = Direct Numerical Simulation) турбулентности [6, 7], т.е. численное решение нестационарных уравнений Навье-Стокса, ставшее возможным благодаря прогрессу вычислительной техники. Позволяя оценить как осредненные, так и пульсационные характеристики течения, такое моделирование, как правило, позволяет получить ценную качественную информацию. Однако в количественном отношении результаты прямого моделирования вряд ли могут рассматриваться в качестве эталона, поскольку неустойчивость расчета при больших числах Рейнольдса исключает саму возможность использования обсуждаемой методики. Наибольшее значение Reo = 1400, достигнутое в расчетах [6] для случая гладкой пластины, соответствует вполне развившемуся турбулентному режиму только при достаточно высоком уровне турбулентности вне пограничного слоя (случай, не рассматривавшийся в работе [6]). С учетом неустойчивости прямого моделирования турбулентности при больших числах Ree в работах [7, 8] сделан вывод, что целесообразнее привлекать его для исследования более сложных отрывных течений. Источником обсуждаемой неустойчивости, в конечном счете, является отмечавшийся в монографии [9] резкий рост числа степеней свободы при переходе к турбулентному режиму течения. Взаимодействие разномасштабных нестационарных изменений приводит к резкому возрастанию неоднородности осредненного поля скоростей, существенно усложняющему получение мгновенной картины турбулентного течения. Моделирование крупномасштабных вихрей (LES = Large-Eddy Simulation) является в сущности имитационным [10-11]. Не отражая взаимодействия крупномасштабных структур с мелкомасштабными изменениями, оно предполагает модельный учет "подсеточных" масштабов [11 -13]. Такой подход удешевляет расчет сложных течений, обеспечивая к тому же достижение больших чисел Рейнольдса, нежели прямое моделирование. «Крупномасштабное» моделирование оказывается полезным при тестировании используемых обычно моделей турбулентности, однако расчетное определение привлекаемых при этом констант остается недостижимым. К сказанному следует добавить, что расчет турбулентного слоя при умеренных числах Рейнольдса также связан с затруднениями, поскольку нет ясности в вопросе о поправках, необходимых для учета специфики этого диапазона. Речь идет о сечениях, близких к области ламинарно-турбулентного перехода (ЛТП), границы которой к тому же существенно зависят от уровня турбулентности вне пограничного слоя [14]. Проблема ЛТП чрезвычайно важна с точки зрения практики аэродинамического проектирования, хотя бы в связи с УЛО (см. [15]). Вместе с тем, несмотря на получение целого ряда фундаментальных результатов при исследовании ЛТП (см., например, [16, 17]), механизм перехода к турбулентному режиму течения остается не понятым в полной мере. Во всяком случае, остаются не выявленными какие-либо инварианты области ЛТП. В связи со сказанным выше диссертация "дополнена" разработкой сценария ламинарно-турбулентного перехода и анализом влияния отношения е = u'/Ue. При этом имеется в виду исключительно перестройка осредненного поля скоростей, хотя обычно механизм ЛТП связывается с появлением и развитием возмущений в пограничном слое, т.е. с изменением пульсационных характеристик. Подход, развиваемый в диссертации, предполагает, что пульсации, которыми сопровождается перестройка профиля осредненной скорости, являются лишь "ведомым" участником процесса. Иначе говоря, осредненное поле скоростей" считается "жесткой" составляющей (относительно терминологии см., например, [18]), определяющей изменение ситуации в сечениях ниже по потоку от рассматриваемого. Точно так же для профиля скорости в пограничном слое жесткой составляющей можно считать асимптотическое изменение и(у) при у —> оо. Построенная ниже цепочка моделей дает достаточно полное представление о перестройке (с ростом числа Рейнольдса) поля скоростей в переходном пограничном слое на плоской пластине с учетом влияния двух усложняющих факторов: шероховатости обтекаемой поверхности и уровня турбулентности вне пограничного слоя. 2) Обзор литературы по затрагиваемым вопросам Разнородность вопросов, обсуждаемых в четырех главах диссертации, вынуждает ограничиться минимальным обзором литературы, отражающей современный уровень исследований по тематике диссертации. Ниже затрагиваются лишь моменты, существенные для последующего изложения. 1. Выроэ/сденный характер координаты yUz/v и значение условий при у -+0. Характерной особенностью турбулентного пограничного слоя является его неоднородность, обусловленная ростом заполненности профиля осредненной скорости при увеличении числа Ree = ILO/v (0 - толщина потери импульса). Неизбежное при этом вырождение (u / Ue -> 1, если у ф 0) наглядно свидетельствует о необходимости использования локальных масштабов при анализе изменения и(у) в пристеночной области пограничного слоя. Это обстоятельство лежит в основе выявленных экспериментально (см., например, [19]) пристеночного закона подобия u / Ut = ф(г\|) и "закона дефекта скорости" (Ue - u) / Ux = F(y/5). Здесь Ut = (xw/ р)ш, r\ s yU* /v, a 8 - условная толщина пограничного слоя (и = Ue). Области применимости названных законов (соответственно, у < Ук и у > ys) для гладкой пластины, вообще говоря, разделены некоторым промежуточным "мезослоем" ук< у < у5. При строгом выполнении обсуждаемых законов в "мезослое" (конечной толщины) функции ф(г)) и F(y/5) должны быть логарифмическими [20], а изменение In л = Цф) во внешней части пристеночной области - линейным. В связи со сказанным нельзя не отметить продолжающуюся в настоящее время дискуссию (см. [21]), начало которой - в статье Баренблатта [22]: что же лучше при г\| « 200, степенная аппроксимация ф(л) или логарифмическая. "Почти линейное" представление для Цф) при r\| > r\|4 ~ 173, рассматриваемое в диссертации, фактически снимает поставленный вопрос. Большего внимания заслуживает нелинейность изменения In r\ = Цф) при т\|<200, поскольку, согласно[21], производная с!Ь/с1ф = к(ф) может приближенно считаться константой лишь при достаточно больших значениях г\| (> 200). "Закон следа" Коулза [23] может рассматриваться [24] как результат сращивания внешнего и внутреннего асимптотических представлений для турбулентного профиля скорости при Ree -» оо. Иными словами, при любом конечном числе Reo можно говорить лишь о приближенном выполнении названных выше законов подобия в "мезослое" (ук< у < ys) конечной толщины. Аргументация Милликэна [20] в этом случае теряет силу, и производная с!Ь/с1ф оказывается зависящей от координаты г) (при любом г) < <х>). Число Reo влияет на изменение (р(л) при т\ < гулишь косвенно, вследствие изменения границы % пристеночной области. Поэтому профиль ф(г\|) во всей области г\| < r\|k, за исключением ее наиболее внешней части (для которой, скажем, т\| > г\|4), должен определяться теми же условиями, как и в случае Ree —> со, когда ук/ 5—> О, хотя rjk —> со. С учетом вырожденного характера "внутренней" координаты г\| в диссертации сделан вывод о целесообразности послойного построения асимптотических (т\| -> оо) представлений для ф(п), при котором отклонение (г\ - ф) скорости от линейного профиля в слоях различной удаленности от стенки определяется членами растущего порядка в разложении Маклорена для ф(г\|). Тогда во всей области г\| < г\|4 профиль скорости будет переходить в линейный (и —> yxw/u), а для внешней части (г\|4 < г\| < %) пристеночной области можно привлечь "почти логарифмическую" аппроксимацию, которая при любом r\|k < оо может быть гладко состыкована со слоем, более близким к стенке. В какой-то степени аналогичный подход использовался ранее в работе [25], где обсуждалась возможность теоретической оценки константы пристенной турбулентности из условия «максимально устойчивого» сопряжения почти линейного изменения ф(г)) в вязком подслое с логарифмическим законом для области г\| » 1. В работе [26] вместо послойного анализа представлений ф(г\|) привлекалась численная процедура уточнения начального приближения и = ут\у/\|1 в сочетании с искусственным "переносом граничного условия". Привлекаемое при этом требование d2L/ckp2 — 0 при ф = с < со приводит к неоправданному смещению нижней границы зоны d L/ckp « 0 в точку г\ = 31.9. При оценке константы Кармана к« с привлечением «подсеточных» моделей (см., например, работы [13, 27]) такой "перенос" оказывается излишним. Не останавливаясь на детальном обсуждении работ [25-27], следует отметить, что первые две из них могут считаться "прототипом" главы 1 диссертации. "Перекликается" с главой 1 и известная из экспериментов энергетическая уравновешенность пристеночной области турбулентного слоя [28]. Имеется в виду баланс производства и диссипации пульсационной энергии в слое конечной толщины. Наличие в нем автономного цикла пульсаций подтверждается также данными, полученными при прямом численном моделировании (см. [28). Значение этого обстоятельства до настоящего времени недооценивалось. Между тем оно вполне согласуется с фактически предполагаемой в главе 1 (при анализе осредненного поля скоростей) автономностью подобласти, внутренней для слоя у < ук. 2. Границы области ЛТП Необходимо отметить прежде всего, что экспериментальное определение начала области перехода обычно связывается с изменением характера пульсаций в пограничном слое. Следует также иметь в виду условность обсуждаемой координаты [30]. При расчетной оценке ее, как правило, используются результаты анализа устойчивости ламинарного пограничного слоя. При оценке протяженности области перехода обычно анализируется "усиление" возмущений (е11 метод, см. [31]), хотя теория устойчивости заведомо не применима на завершающей стадии перехода. С той же целью иногда вводится более наглядное понятие коэффициента перемежаемости, для вычисления которого используются эмпирические или полуэмпирические соотношения. Расчет поля скоростей в переходном пограничном слое обычно предполагает замыкание уравнений движения с привлечением той или иной модели для турбулентной вязкости [32]. Альтернативой может служить предложенное в работе [33] интерполяционное представление для переходного профиля скорости, которое при известных начале и протяженности области перехода обеспечивает трансформацию (при изменении числа Res) ламинарного профиля в турбулентный. Переходные и турбулентные профили скорости представлены в работе [33] «суперпозицией» пристеночного закона подобия и закона следа Коулза [23]. Наступление вполне развившегося турбулентного режима не связывается при этом с каким-либо качественным изменением профиля скорости, если не считать того, что при отсутствии градиента давления для турбулентного пограничного слоя предполагается выполнение условия ЭП/SReo = 0. Вместе с тем завершение ЛТП характеризуется в работе [33] реализацией константы к = к» (dL/d(p —ж » при г\| ->оо). Особого внимания заслуживает фактическое использование в работе [33], разумеется, лишь для внешней части переходного пограничного слоя, "турбулентного" закона следа с параметром Коулза П, зависящим от числа Ree. 3. Влияние внешней турбулентности Проблемы, связанные с учетом влияния уровня турбулентности внешнего потока (s = /Ue), могут служить иллюстрацией того обстоятельства, что при недостаточном понимании физического механизма перехода большой объем имеющихся опытных данных еще не гарантирует успеха. Это утверждение, заимствованное из работы [4], привлекает внимание к "развивающемуся" характеру процесса перехода. Во всяком случае, поведение любого из членов в уравнении, описывающем изменение кинетической энергии пульсаций, отлично от наблюдаемого при вполне развившемся турбулентном режиме. Отслеживать в эксперименте изменившееся поведение каждого из названных членов вряд ли возможно. Поэтому при обобщении "замыкающих" допущений для турбулентной вязкости на случай г ф О неизбежны затруднения. Понять наиболее существенное в "сценарии" перехода, по-видимому, можно лишь обратившись к анализу реструктуризации поля осредненных скоростей. В связи со сказанным нельзя не отметить, что трансформация ламинарного профиля скорости в турбулентный сопровождается заметным изменением поведения интегральных характеристик пограничного слоя [4, 30], в первую очередь, толщины потери импульса 0 и коэффициента поверхностного трения Cf. Естественным интегральным индикатором изменений профиля скорости в области перехода является производная N = dlnRee/dln Rex, достигающая «пикового» значения в конце области перехода (см. главу 2). При нормализации переменных, используемых в расчетах пограничного слоя, иногда предполагается [34] постоянство показателя N. Изменение же этой весьма консервативной характеристики в области перехода фактически игнорировалось ранее, по крайней мере, до появления работы [35]. С этим обстоятельством, по-видимому, следует связать отсутствие объяснения для резкого (на порядок) возрастания критических чисел Рейнольдса в диапазоне 8 « 1 [36]. В работах последнего времени [37, 38] отмечается лишь определяющее значение конечных возмущений для развития перехода при превышении значения в = 0.03 -г 0.035. А.Учет влияния шероховатости а) Эквивалентная высота песочной шероховатости. В литературе неоднократно отмечалась [39] недостаточная геометрическая определенность "песочной" шероховатости, выбранной Шлихтингом [40] в качестве эталона для оценки влияния шероховатости на режимах, когда аэродинамическое воздействие ее становится не зависящим от вязкости. Ясно, что идеальная песочная шероховатость соответствует квадратной решетке соприкасающихся сферических выступов. Несущественность вязкости при полном проявлении влияния шероховатости позволяет ввести понятие эквивалентной высоты hs (песочной шероховатости), однозначно характеризующей влияние регулярно повторяющихся выступов при равномерном размещении их на стенке. Некоторые сомнения в этом возникли (см., например, [41]) после проведения экспериментов [42], в которых влияние двумерных выступов квадратного сечения оказалось не зависящим от геометрической высоты h. Появившийся после этого термин "d-шероховатость" связывает характеристики пристеночной области с масштабом внешней части пограничного слоя (толщина 8 или диаметр d трубы). Недопустимость такой интерпретации отмечалась в работе [43]. Имеющиеся опытные данные по hs целесообразно осреднить с помощью той или иной модели, поскольку диапазон измеренных значений hs / h довольно широк, а геометрия выступов многообразна. Последнее обстоятельство затрудняет выбор масштабов, наиболее существенных для оценки hs, и в настоящее время оценки hs остаются чисто эмпирическими. При этом даже наиболее известные корреляции [44 - 50] могут приводить к заметно различающимся результатам. Между тем в работе [51] для «разреженной» конфигурации геометрически подобных (двумерных или трехмерных) выступов сформулировано утверждение: hs= const hnDnbn, выражающее пропорциональность hs смещению Ay, вводимому в рассмотрение при оценке степени загроможденности слоя у' < h (для трехмерных выступов Ay = VD"2, где D - шаг установки, определение которого зависит от размерности выступов). Модельная оценка [51] обеспечивает возможность рационального выбора геометрических масштабов, определяющих эквивалентную высоту hs; важнейшим из них, несомненно, является смещение Ау. Полуэмпирическая модель [52] и ее аналоги, на первый взгляд, представляются менее формальными, поскольку они хотя бы схематически учитывают объем рециркуляционных зон, образующихся в зазоре между соседними выступами. Такие модели следует признать полезными для интерпретации тех или иных качественных тенденций (см. главу 4). Менее удачными представляются попытки (см., например, [53]) ввести дополнительные члены в уравнения движения, усложняя таким образом используемую модель турбулентности. Предполагаемая при этом связь новых членов с сопротивлением изолированного выступа влечет за собой введение дополнительных допущений (и дополнительных эмпирических констант). Расчет становится заведомо имитационным, и для оправдания полученных результатов необходимой [54] оказывается существенная ревизия рекомендаций Шлихтинга [40]. Общим недостатком названных выше методов оценки высоты hs является неопределенность, связанная с выбором эмпирических констант. б) Представление и обобщение функции Никурадзе Cs(Cs) Для внешней части пристеночной области влияние шероховатости на турбулентный профиль скорости определяется смещением асимптоты пристеночного закона подобия. В случае ?s = 1isUt/v -> оо это смещение эквивалентно умножению координаты ц на коэффициент р = const <^s = » 1, поскольку ф —> Коо'' In y/hs + Cs(^s), Cs -> Cs°°, если ^s -> oo. При известном значении Cs« описание функции Никурадзе Cs(^s) Для песочной шероховатости сводится к достаточно простой интерполяции. Попытки такого рода предпринимались неоднократно (см., например, [44, 55]), как правило, с привлечением условных границ гидравлически гладкого режима и режима с полным проявлением влияния шероховатости. Введение условных границ, связанное с использованием дополнительных эмпирических констант, затрудняет рассмотрение случая hs ф h (см. [44, 56]). Возможность устранения отмеченных затруднений при фиксированном Csoo детально обсуждалась ранее в работе [57]. При этом оказалось, что нарушение равенства hs = h позволяет объяснить качественно различное изменение Cs((^s) для песочной и для технической [58] шероховатости (обычно это различие связывается [59] с отклонением геометрической высоты выступов от среднего значения h). Из сказанного следует, что расчет турбулентного пограничного слоя остается одной из наименее разработанных проблем аэродинамики. Методы, основанные на решении нестационарных уравнений Навье-Стокса, не могут использоваться при больших числах Рейнольдса. Методы же, связанные с привлечением "замыкающих" гипотез относительно турбулентной вязкости, используют целый ряд эмпирических констант и вследствие этого являются экстраполяционными. При учете влияния шероховатости число привлекаемых констант (и функций) возрастает, как и при анализе области ЛТП, границы которой к тому же существенно зависят от турбулентности набегающего потока. 3) Актуальность задач и новизна результатов. Настоящее исследование предпринято в связи с отсутствием надежных ориентиров при выборе констант, используемых при расчете турбулентного и переходного пограничных слоев. Весьма актуальным представляется, в частности, выбор констант к» и В«, характеризующих пристеночную часть турбулентного профиля скорости. Для этой задачи, рассматривавшейся ранее Гольдштиком и Штерном [25-26], предлагается уточнение, учитывающее нелинейность изменения In yUx/v = Цср) при ф = u/Ux < 00. Основой решения (сплайнового представления, учитывающего медленность изменения ф(г\|) при т\| > rji) является требование скорейшей «стабилизации» к « к«> градиента к= (1Ь/с1ф в интервале г\|3 < г\ < г\4 знакоопределенности dL2/dq>2 > 0, - имеется в виду стабилизация по г\|, «обеспечиваемая» тем, что тт » tl при r\ > r}4 ^ Ль где r\|k - граница пристеночной области. Учет неоднородности, приводящей к разрыву скорости (u = Uc, если у > 0) в случае Ree —» со, при сплайновом представлении профиля скорости предполагает введение скачка [5u/5y]ri=^5 (на границе "мезослоя" щ < r\ < rjs) для всей области Ree > Reef, где индекс "i" соответствует началу ЛТП. Это обстоятельство позволяет связать развитие ламинарно-турбулентного перехода с перестройкой профилей скорости в области ЛТП и с постулируемой ниже инвариантностью производной ф(4)(0) при Ree > Ree, (производная [d4u/dy4]y=0 достигает критического значения, отождествляемого с известным для турбулентного режима). Завершение ЛТП связывается ниже с утолщением слоя т\| < т]к, в котором выполняется пристеночный закон подобия (при возрастании rjk до известного значения г\|4). Особого внимания заслуживает отказ от привлечения информации, связанной с наличием пульсаций. Уровень 8 = u'/Ue турбулентности вне пограничного слоя учитывается линейной экстраполяцией (для начального сечения вполне развившегося турбулентного слоя) изменения us / Ue в функции е1/2. Геометрия нелинейной кривой Цф) позволяет вычислить значение аддитивной константы Cs<*>, характеризующей смещение асимптоты аТУёф = Коо при полном проявлении влияния шероховатости (hsUt /v-> со), - для квадратной решетки соприкасающихся выступов, являющейся идеализированным аналогом «песочной» шероховатости. Существенно новым является и предлагаемый модельный учет геометрии трехмерных и двумерных видов регулярной шероховатости при оценке эквивалентной высоты hs. (Особого внимания заслуживает введение трехмерного эквивалента двумерной шероховатости). Приемлемость полученной картины изменения hs контролируется сравнением с имеющимися опытными данными. Существующие эмпирические рекомендации позволяют констатировать и приемлемость модельного выбора констант. Наконец, можно констатировать правдоподобность (по крайней мере, качественную) расчетной перестройки профилей скорости в области ЛТП. Корректность подхода к решаемой задаче позволяет сделать вывод, что предлагаемая цепочка моделей в какой-то степени снижает уровень неопределенности, характерный для существующих методов расчета турбулентного и переходного пограничных слоев. На защиту выносятся: 1. Модельная формализация выбора констант, используемых при расчете осредненных характеристик турбулентного и переходного пограничных слоев с учетом влияния турбулентности набегающего потока и шероховатости обтекаемой поверхности. 2. Сплайновое представление нелинейного изменения In (yUx/v) = L(u/Ux) < оо в турбулентном пограничном слое на плоской пластине. 3. Представление перестройки профиля u(y) < U«> в области ЛТП и оценка критических чисел Рейнольдса. 4. Учет уровня турбулентности вне пограничного слоя. 5. Учет влияния регулярной шероховатости на турбулентный профиль (p(rj). 6. Учет геометрии трехмерных и двумерных выступов при модельной оценке эквивалентной высоты hs песочной шероховатости.

Список литературы

Цена, в рублях: (при оплате в другой валюте, пересчет по курсу центрального банка на день оплаты)	1425

Скачать бесплатно	23172.doc

Найти готовую работу

ЗАКАЗАТЬ

Обратная связь:

Связаться

Вход для партнеров

Регистрация

Восстановить доступ

Материал для курсовых и дипломных работ

03.11.24 Лексикографический анализ единиц поля

03.11.24 Из истории слова гость и его производных

03.11.24 Семантическое поле гость в русском языке

Архив материала для курсовых и дипломных работ

Ссылки:

Счетчики:

© 2006-2024. Все права защищены.
Выполнение уникальных качественных работ - от эссе и реферата до диссертации. Заказ готовых, сдававшихся ранее работ.