plik


ÿþ3. Równania ruchu pBynu Równania ruchu pBynu, podobnie jak w mechanice ciaBa staBego, s wyprowadzone z ’! drugiej zasady Newtona, która dla ciaBa o masie m zmieniajcego prdko[ z U1 w chwili t1 ’! ’! do prdko[ci U2 w chwili , pozwala obliczy siB F niezbdn do wywoBania tej t2 zmiany: ’! ’! ’! (3.1) F t2-t1 = m U - m U ( ) 2 1 Iloczyn masy i prdko[ci jest wielko[ci wektorow nazywan pdem, za[ iloczyn siBy i czasu jej dziaBania nazywany jest popdem siBy, co pozwala wyrazi drug zasad dynamiki w nastpujcej postaci: popd zmiana siBy = pdu (3.1a) ukBadu Je|eli zaBo|ymy, |e rozpatrywa bdziemy zmiany zachodzce w nieskoDczenie maBym czasie, wówczas drug zasad dynamiki, po obustronnym podzieleniu wz. (3.1) przez czas wyrazi bdzie mo|na nastpujco: siBa bezwBadno[ci suma siB zewntrznych przyspieszanego = dziaBajcych na (3.2) elementu pBynu element pBynu SiBami zewntrznymi s siBy ci|ko[ci (nale|ce do grupy siB masowych) oraz siBy pochodzce od ci[nienia i siBy lepko[ci, które s siBami powierzchniowymi. n U0 U0 ´ Rys.3.1. Ilustracja wpBywu lepko[ci na obraz opBywu profilu. Wszystkie pByny s o[rodkami lepkimi, jednak nie we wszystkich przepBywach lepko[ jest jednakowo istotna. Narysujmy rozkBad prdko[ci wokóB profilu pokazanego na ’! rys. 3.1, który zanurzony jest w pBynie poruszajcym si z prdko[ci U równolegle do osi o symetrii profilu. Lepko[ powoduje, |e na powierzchni profilu prdko[ jest zerowa, gdy| istnienie adhezji pBynu sprawia, |e molekuBy pBynu poBo|one w bezpo[rednim ssiedztwie [ciany musz mie prdko[ zerow. Je|eli oddalamy si od [ciany (kierunek n na rys. 3.1) wówczas prdko[ ro[nie w sposób okre[lony lepko[ci pBynu, tzn. dla pBynów o mniejszej "U lepko[ci gradient prdko[ci mo|e by wikszy ni| dla o[rodka o lepko[ci wikszej. "n 41 Grubo[ warstwy pBynu oznaczona na rys. 3.1 symbolem ´ , w której na skutek lepko[ci istnieje niezerowy gradient prdko[ci: "U `" 0 "n wyznacza granic tzw. warstwy przy[ciennej, w której lepko[ odgrywa istotn rol. Grubo[ warstwy przy[ciennej jest jednak zazwyczaj niewielka i przykBadowo na powierzchni Bopatki wentylatora czy turbiny gazowej lub parowej wymiar ten jest rzdu: ´ H" 1 mm a przy opBywie wody wokóB kadBuba statku o dBugo[ci kilkuset metrów grubo[ ´ jest co najwy|ej rzdu kilkudziesiciu centymetrów. Oznacza to, |e ksztaBt linii prdu poBo|onych w odlegBo[ci wikszej ni| ´ od powierzchni ciaBa mo|e by wyznaczony bez uwzgldnienia lepko[ci pBynu. Pominicie lepko[ci w równaniach ruchu upraszcza obliczenia i dlatego te|, w przybli|onej analizie wielu zagadnieD stosuje si opis ruchu dla tzw. pBynu idealnego (nielepkiego). Ponadto, ze wzgldów dydaktycznych Batwiej jest wyprowadzi równanie ruchu dla pBynu nielepkiego a nastpnie wprowadzi do niego siBy lepko[ci i ten sposób postpowania zostanie zastosowany w niniejszym rozdziale. 3.1. Równanie ruchu pBynu idealnego  równanie Eulera Do sformuBowania opisu ruchu pBynu idealnego zastosujemy metod Eulera wyodrbniajc z caBej objto[ci pBynu V jego element dV (rys. 3.2) i elementarn powierzchni dS . Na rozpatrywany pByn dziaBa jednostkowa siBa masowa, której skBadowe w kartezjaDskim ukBadzie wspóBrzdnych zapisa mo|na: ’! ’! ’! ’! F = X i + Y j + Z k n -pndS dS z dV S FÁdV y V x Rys.3.2. SiBy masowe i powierzchniowe dziaBajce na element pBynu idealnego. Na element pBynu o objto[ci dV dziaBa siBa masowa ’! F Å" Á Å" dV gdzie Á jest gsto[ci pBynu, a caBkowita siBa masowa dziaBajca na objto[ V rozpatrywanego pBynu wynosi: ’! F Å" Á Å" dV (3.3a) +" V W pBynie idealnym nie wystpuj skBadowe styczne siB powierzchniowych i dlatego na ka|dy element powierzchni pBynu dziaBa wektor siBy normalnej, skierowany przeciwnie do zwrotu ’! osi n , co pozwala zapisa: 42 ’! ’! p = - p Å" n gdzie p jest ci[nieniem w danym punkcie powierzchni S . Elementarna siBa powierzchniowa wynosi: ’! p Å" dS a caBkowita siBa powierzchniowa bdzie równa: ’! p dS (3.3b) +" S SiBy zapisane zale|no[ciami (3.3a) i (3.3b) s jedynymi siBami zewntrznymi wystpujcymi w pBynie idealnym i dla kompletno[ci równania (3.2) potrzebna jest jedynie siBa bezwBadno[ci, która dla elementarnej objto[ci zapisana by mo|e: ’! D U Å" Á Å" dV Dt CaBkowita siBa bezwBadno[ci bdzie równa: ’! D U Á Å" dV (3.3c) +" Dt v i po uwzgldnieniu w równ. (3.2) zwizków (3.3a), (3.3b) i (3.3c) otrzymamy: ëø’! ’! öø ’! ìø D U ÷ø p dS = 0 +"ìø F - ÷ø ÁdV + +" Dt Vìø ÷ø S íø øø CaBkowanie powy|szego zwizku wymaga przeksztaBcenia caBki powierzchniowej w objto[ciow z wykorzystaniem przeksztaBcenia Gaussa-Ostrogradskiego: ’! ’! p dS = p n dS = - grad pdV +"+" +" S S V co pozwala zapisa: ëø’! ’! öø ìø D U 1 ÷ø +"ìø F - - grad p÷ø ÁdV = 0 Dt Á Sìø ÷ø íø øø Objto[ V zostaBa wybrana w sposób caBkowicie dowolny, co oznacza, |e zwizek powy|szy zachowuje wa|no[ w ka|dym punkcie pBynu, co pozwala zapisa: ’! ’! D U 1 = F - grad p (3.4) Dt Á Zale|no[ powy|sza to równanie ruchu pBynu idealnego nazywane równie| równaniem ’! Eulera dla pBynu idealnego, które wi|e ze sob jednostkow siB masow F , gradient ’! D U ci[nienia w danym punkcie pBynu z gsto[ci Á i przyspieszeniem dziaBajcym na dany Dt element pBynu. Równanie (3.4) zapisa mo|na dla kartezjaDskiego ukBadu wspóBrzdnych jako ukBad trzech równaD skalarnych: DUx 1 "p = X - Dt Á "x DUy 1 "p = Y - (3.5) Dt Á "y 43 DUz 1 "p = Z - Dt Á "z a po rozwiniciu wyra|eD na pochodne substancjalne uzyskamy nastpujc posta równania Eulera dla przepBywu niestacjonarnego pBynu idealnego: "Ux + Ux "Ux + Uy "Ux + Uz "Ux 1 "p = X - "t "x "y "z Á "x "Uy "Uy "Uy "Uy 1 "p + Ux + Uy + Uz = Y - (3.6) "t "x "y "z Á "y "Uz "Uz "Uz "Uz 1 "p + Ux + Uy + Uz = Z - "t "x "y "z Á "z Je|eli ograniczymy rozwa|ania do przepBywów ustalonych, wówczas zwizek powy|szy mo|na upro[ci otrzymujc równanie Eulera dla przepBywu ustalonego pBynu idealnego: "Ux "Ux "Ux 1 "p Ux + Uy + Uz = X - "x "x "z Á "x "Uy "Uy "Uy 1 "p Ux + Uy + Uz = Y - (3.7) "x "y "z Á "y "Uz "Uz "Uz 1 "p Ux + Uy + Uz = Z - "x "y "z Á "z W zwizkach (3.6) i (3.7) nie nakBadali[my |adnych ograniczeD na gsto[ pBynu i std te| równanie Eulera jest wa|ne zarówno dla przepBywu [ci[liwego jak i nie[ci[liwego. 3.2. Metodyka rozwizywania równania Eulera Równanie Eulera bdce opisem ruchu pBynu idealnego ’! ’! D U 1 = F - grad p (3.4) Dt Á jest bilansem równowagi siB dziaBajcych na element pBynu i nazywane jest z tego powodu warunkiem dynamicznym mo|liwo[ci przepBywu. W równaniu tym zapisanym w kartezjaDskim ukBadzie wspóBrzdnych wystpuje pi niewiadomych: Ux , Uy, Uz, p , Á podczas gdy równanie Eulera, zapisane w postaci skalarnej to tylko trzy równania, wi|ce ze sob niewiadome dane powy|szym zwizkiem. Ka|dy jednak przepByw speBnia musi równanie cigBo[ci: ’! 1 DÁ + div U = 0 Á Dt które to równanie nazywane jest równie| warunkiem kinetycznym mo|liwo[ci przepBywu, stanowicym czwarte równanie ukBadu opisujcego ruch pBynu. Do zamknicia ukBadu równaD (rozumianego jako zrównanie liczby równaD i niewiadomych) potrzebny jest jeszcze jeden warunek, którym jest równanie stanu opisujce zmienno[ gsto[ci pBynu. Najprostsz postaci tego zwizku mo|na si posBu|y w przypadku opisu ruchu cieczy, dla której mo|na przyj, |e gsto[ nie zale|y od ci[nienia i temperatury, co pozwala zapisa pite, brakujce równanie w postaci: Á = idem (3.8a) Równanie powy|sze nie mo|e by równaniem stanu dla gazów, w[ród których wydzieli nale|y dwie odrbne klasy. Pierwsz z nich tworzy bd pByny barotropowe dla których gsto[ zale|y tylko od ci[nienia, czyli: Á = f (p) (3.9) 44 Dla pBynów barotropowych o wBasno[ciach zbli|onych do gazu doskonaBego, który w caBym rozwa|anym przepBywie bdzie miaB staB temperatur, równanie stanu bdzie równaniem przemiany izotermicznej: p = const (3.8b) Á Je|eli natomiast w przepBywie pBynu barotropowego przemiany zachodzi bd przy staBej warto[ci ciepBa wBa[ciwego, wówczas równaniem stanu bdzie równanie przemiany politropowej: p = const (3.8c) Ám w której to zale|no[ci m jest wielko[ci staB nazywan wykBadnikiem politropy. Drug klas pBynów s tzw. pByny baroklinowe, dla których gsto[ nie jest wyBcznie funkcj ci[nienia lecz zale|y tak|e od innych parametrów, np. temperatury: Á = f (p, T, ...) (3.10) W przepBywach pBynów baroklinowych wymiana ciepBa z otoczeniem jest utrudniona z dwóch przynajmniej powodów. Po pierwsze wspóBczynnik przejmowania ciepBa dla gazów jest z reguBy niewielki (znacznie mniejszy ni| np. dla cieczy) a po drugie wystpujce w praktyce przepBywy charakteryzuj si du|ymi prdko[ciami, co sprawia, |e efektywny czas wymiany ciepBa z jednostk powierzchni jest krótki. Obydwa te czynniki uzasadniaj mo|liwo[ zaBo|enia, |e przepByw mo|e odbywa si bez wymiany ciepBa z otoczeniem i w tym przypadku równaniem stanu jest równanie przemiany adiabatycznej: Á = const (3.8d) Áº Ruch pBynu idealnego bdzie zatem opisany ukBadem trzech równaD Eulera wz. (3.4), równaniem cigBo[ci wz. (2.24a) oraz jednym z czterech mo|liwych równaD stanu wz. (3.8), z których nale|y wyznaczy rzuty wektora prdko[ci Ux , Uy, Uz, ci[nienie p i gsto[ Á . Konieczne bdzie zatem scaBkowanie równaD Eulera i cigBo[ci, w wyniku którego rozwizanie zawiera bdzie staBe caBkowania i dowolne funkcje. Dla wyznaczenia tych wielko[ci niezbdne bd dodatkowe warunki, które musz by speBnione aby przepByw byB jednoznacznie okre[lony. Po pierwsze speBnione musz by warunki pocztkowe, które mog by przyjte w danej chwili przyjmowanej jako pocztkowa, tzn. dla t = 0 musz by znane warto[ci skBadowych prdko[ci: Uxo = Ux (x, y, z, 0) Uyo = Uy (x, y, z, 0) Uzo = Uz (x, y, z, 0) oraz ci[nienie: po = p (x, y, z, 0) co pozwala tak|e wyznaczy z równania stanu gsto[ w chwili pocztkowej: Áo = Á (x, y, z, 0) Rozwizanie speBnia musi tak|e warunki brzegowe zarówno kinematyczne jak i dynamiczne. Kinematyczny warunek brzegowy dotyczy rozkBadu prdko[ci na sztywnej, nieruchomej [cianie ograniczajcej przepByw. Je|eli w ka|dym punkcie [ciany wektor prdko[ci rozBo|ymy na skBadowe  normaln Un oraz styczn Us : ’! ’! ’! U = Un n + Us s gdzie: 45 ’! ’! n, s - wektory jednostkowe odpowiednio normalny i styczny do powierzchni, wówczas dla sztywnej nieprzepuszczalnej [ciany stycznej musi by speBniony warunek: Un = 0 Je|eli ksztaBt sztywnej [ciany dany bdzie równaniem: f (x, y, z) = 0 wówczas w ka|dym punkcie tej powierzchni przepByw odbywa si bdzie tylko w kierunku stycznym. SkBadowa normalna prdko[ci zwizana bdzie z niewiadomymi skBadowymi prdko[ci Ux , Uy, Ux nastpujcym zwizkiem: ’! ’! ëø’! ’!öø ëø öø ëø’! ’!öø Un = Ux cos n, i + Uy cos n, j + Uz cos n, k (3.11) ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø íø øø íø øø íø øø a dla speBnienia kinematycznego warunku brzegowego konieczne bdzie, aby skBadowe prdko[ci byBy zwizane nastpujcym zwizkiem: ’! ’! ëø’! ’!öø ëø öø ëø’! ’!öø Un = Ux cos n, i + Uy cos n, j + Uz cos n, k = 0 ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø íø øø íø øø íø øø (3.11) Kosinusy kierunkowe wystpujce w powy|szym równaniu wyliczy mo|na nastpujco: "f ’! ’! ëø öø "x cos n, i = ìø ÷ø 2 2 2 íø øø ëø öø "f "f "f ëø öø ëø öø + ìø ÷ø + ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø "x "y "z íø øø íø øø íø øø "f ’! ’! ëø öø "y cos n, j = ìø ÷ø 2 2 2 íø øø ëø öø "f "f "f ëø öø ëø öø + ìø ÷ø + ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø "x "y "z íø øø íø øø íø øø "f ’! ’! ëø öø "z cos n, k = ìø ÷ø 2 2 2 íø øø ëø öø "f "f "f ëø öø ëø öø + ìø ÷ø + ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø "x "y "z íø øø íø øø íø øø i po podstawieniu ich do warunku zerowo[ci skBadowej prdko[ci normalnej do [ciany (wz. (3.11)) uzyskujemy ostateczn posta kinematycznego warunku brzegowego: "f "f "f Ux + Uy + Uz = 0 (3.12) "x "y "z Dynamiczny warunek brzegowy dotyczy rozkBadu prdko[ci i warto[ci ci[nienia na swobodnej powierzchni pBynu, której ksztaBt dany jest równaniem: F (x, y, z, t) = 0 (3.13) ZakBadajc, |e swobodna powierzchnia jest nieruchoma mo|emy zapisa nastpujcy warunek brzegowy: DF "F "F "F "F = + Ux + Uy + Uz = 0 (3.14) Dt "t "x "y "z który musi by uzupeBniony dodatkowymi warunkami dotyczcymi ci[nienia, które na swobodnej powierzchni musi by po pierwsze niezmienne, a po drugie równe ci[nieniu otoczenia Pa , co mo|na zapisa: p (x, y, z, t) = pa = const (3.15) Podane w tym rozdziale przykBady warunków brzegowych nie wyczerpuj wszystkich mo|liwych sytuacji, takich jak np. swobodna powierzchnia z naBo|onymi falami powierzchniowymi, dla której nale|y zaBo|y równo[ przemieszczenia swobodnej powierzchni i elementów pBynu znajdujcych si w bezpo[redniej blisko[ci tej powierzchni. 46 Dodatkowe modyfikacje warunków brzegowych bd konieczne w przypadku swobodnej powierzchni z falami powierzchniowymi dla warstwy pBynu o niewielkiej gBboko[ci, w której potrzebne jest naBo|enie dodatkowego warunku o zerowej warto[ci skBadowej pionowej prdko[ci pBynu (wymuszonej falowaniem) na powierzchni dna. Odrbn grup warunków brzegowych stanowi zale|no[ci, które musz by speBnione dla powierzchni niecigBo[ci oddzielajcych dwa nie mieszajce si pByny. Nale|y tu równie| zwróci uwag, |e równanie Eulera jest nieliniowe, a wystpujce w nim niewiadome s funkcjami wspóBrzdnych przestrzeni i czasu, co znacznie komplikuje caBkowanie tych równaD. Zagadnienia te wykraczaj jednak poza zakres podstawowego wykBadu mechaniki pBynów i s przedmiotem odrbnego dziaBu mechaniki pBynów zwanego CFD od angielskiego okre[lenia Computational Fluid Dynamics. 3.3. Równanie ruchu pBynu lepkiego  równanie Navier-Stokesa. Równanie Eulera dla pBynu idealnego zapisane w poprzednim rozdziale w postaci: ’! ’! D U 1 = F - grad p (3.4) Dt Á wyra|a warunek równowagi siB bezwBadno[ci, masowych i ci[nieniowych. Je|eli w opisie ruchu pBynu uwzgldnimy lepko[, wówczas w równ. (3.4) zamiast siB ci[nieniowych ’! wystpowa bdzie siBa powierzchniowa P , która zawiera bdzie zarówno skBadow normaln Pn jak i styczn Ps : ’! ’! ’! P = Pn n + Ps s Uwzgldnienie tego zwizku pozwala zapisa wz. (3.4) w zmodyfikowanej postaci: ’! ’! ’! D U Á = Á F + P (3.16) Dt SkBadowe normaln i styczn siBy powierzchniowej wyra|amy przez napr|enia, czyli siBy odniesione do jednostki powierzchni zgodnie z nastpujc konwencj: Pn = Ãn Å" S Ps = Äns Å" S W oznaczeniach napr|eD normalnych Ãn indeks n oznacza kierunek normalny do powierzchni S , a indeksy napr|eD stycznych Äns oznaczaj odpowiednio kierunek ’! ’! normalny n do powierzchni S oraz kierunek s wzdBu| którego dziaBaj napr|enia styczne, co pokazano na rys. 3.3. Je|eli rozwa|a bdziemy opis równowagi elementu pBynu w kartezjaDskim ukBadzie wspóBrzdnych, wówczas siB powierzchniow wystpujc we wz. (3.16) zapisa bdziemy mogli nastpujco: ’! ’! ’! ’! P = Px i + Py j + Pz k (3.17) Rozwa|my stan napr|eD dziaBajcych na powierzchnie, do których prostopadBa jest o[ ukBadu wspóBrzdnych, jak pokazano na rys. 3.4. Rozpatrywany element pBynu poddany jest [ciskaniu przez elementy otaczajce i std te| napr|enia normalne à bd przedstawia reakcj elementu pBynu na otoczenie i bd one skierowane na zewntrz. Na powierzchni dxdz dziaBa bd napr|enia Äyx i Äyz , które wzdBu| osi y bd wykazywa przyrost (gradient) równy odpowiednio: 47 "Äyz "Äyx ; "y "y n Ãn Ä ns s S Rys.3.3. Ilustracja przyjtej konwencji oznaczeD dla napr|eD normalnych i stycznych. z dz yz + yz y dy yx y y + y y dy yz yx dy + yx dx y dy 0 z y x x y Rys.3.4. Napr|enia dziaBajce na powierzchnie prostopadBe do osi y . Je|eli na równolegBe powierzchnie dziaBa bd napr|enia o ró|nej warto[ci, wówczas dla obserwatora znajdujcego si wewntrz elementu pBynu efektywne napr|enia bd skierowane przeciwnie, podobnie jak miaBoby to miejsce w przypadku ró|nicy prdko[ci. Je|eli zaBo|ymy, |e gradienty napr|eD s dodatnie, wówczas bdziemy mogli przedstawi napr|enia dziaBajce na [cian bli|sz pocztkowi ukBadu wspóBrzdnych jako skierowane przeciwnie do zwrotu osi. Przyjmujc t konwencj, napr|eniom stycznym dziaBajcym na powierzchni dxdz oddalon o dy wzdBu| osi y przyporzdkujemy zwroty zgodne z kierunkami osi ukBadu wspóBrzdnych jak zaznaczono na rys. 3.4. Podobne rozumowanie przeprowadzi mo|na dla napr|eD dziaBajcych na powierzchnie, do których prostopadBe s odpowiednio osie z (rys. 3.5) oraz x (rys. 3.6) i wówczas mo|liwe bdzie napisanie warunku równowagi dla siB powierzchniowych w postaci rzutów napr|eD na odpowiednie kierunki przyjtego ukBadu wspóBrzdnych. PrzykBadowo, suma siB powierzchniowych dziaBajcych wzdBu| kierunku x zapisana bdzie nastpujco: - Ãx dydz- Äyx dxdz - Äzx dydx + 48 "Äyx ëø öø "Ãx ëø öø ìøÄ ìøà + + dx÷ødydz + + dy÷ødxdz + ìø x ÷ø xy ìø ÷ø "x "y íø øø íø øø "Äzx ëø öø ìøÄ + + dz÷ø dydx ìø zx ÷ø "z íø øø a po wykonaniu elementarnych przeksztaBceD przybierze ona posta: "Äyx "Ãx "Äzx dxdydz + dxdydz + dxdydz "x "y "z z z zy dz z + zx dz zy + z dz z zx + z zx zy z z y x x y Rys.3.5. Napr|enia dziaBajce na powierzchnie prostopadBe do osi z . z xz + xz xy x dx x xz x + dx x x xy dx xy + x z y x x y Rys.3.6. Napr|enia dziaBajce na powierzchnie prostopadBe do osi x . 49 Zwizek powy|szy mo|na przeksztaBci do postaci przedstawiajcej siB powierzchniow odniesion do jednostki objto[ci, co po uwzgldnieniu zw. (3.17) pozwoli zapisa: "Ãx "Äyx "Äzx Px = + + "x "y "z oraz przez analogi dla pozostaBych kierunków: "Ãy "Äxy "Äyz Py = + + "y "x "z "Ãz "Äyz "Äxz Pz = + + "z "y "x Po uwzgldnieniu powy|szych zale|no[ci we wzorach (3.16) oraz (3.17) równanie ruchu pBynu lepkiego zapisa mo|na w postaci rzutów na osie ukBadu wspóBrzdnych: ëø DUx "Ãx "Äyx "Äzx öø 1 ìø ÷ø = X + + + ìø ÷ø Dt Á "x "y "z íø øø DUy "Ãy "Äxy "Äyx ëø öø 1 ìø ÷ø = Y + + + (3.18) ìø ÷ø Dt Á "y "x "z íø øø DUz 1 ëø "Ãz "Äyz "Äxz öø ìø ÷ø = Z + + + ìø ÷ø Dt Á "z "y "x íø øø Wystpujce w równ. (3.18) napr|enia stanowi nowe niewiadome, których obliczenie wymagaBoby wprowadzenia nowych równaD. Znacznie prostszym wyj[ciem bdzie jednak wyra|enie niewiadomych napr|eD przez znane ju| zale|no[ci opisujce deformacje pBynu. Napr|enia normalne à bd bowiem wywoBywa odksztaBcenia objto[ciowe µ a napr|enia styczne Ä wywoBywa bd odksztaBcenia postaciowe » , przy czym napr|enia te zdefiniowano w rozdziale 2.6 w sposób nastpujcy: - odksztaBcenia objto[ciowe: "Ux µx = "x "Uy µy = (2.35) "y "Uz µz = "z - odksztaBcenia postaciowe: ëø öø "Ux "Uy ìø »xy = »yx = + ÷ø ìø ÷ø "y "x íø øø "Uy "Uz ëø öø ìø ÷ø »yz = »zy = + (2.36) ìø ÷ø "z "y íø øø "Ux "Uz ëø öø »xz = »zx = + ìø ÷ø "z "x íø øø Stosunkowo prostym zagadnieniem jest powizanie napr|eD stycznych Ä z deformacjami postaciowymi » , dla powizania których punktem wyj[cia mo|e by prawo Newtona, które w rozdziale 1 zostaBo podane w postaci: dU Ä = µ (1.7) dy 50 z której wynika, |e wspóBczynnikiem proporcjonalno[ci midzy napr|eniami stycznymi i gradientem prdko[ci jest wspóBczynnik lepko[ci µ . Pozwala to zapisa napr|enia styczne wystpujce we wz. (3.18) w nastpujcej postaci: ëø öø "Ux "Uy ìø Äxy = Äyx = µ + ÷ø ìø ÷ø "y "x íø øø "Uy "Uz ëø öø ìø Äyz = Äzy = µìø + ÷ø (3.19) ÷ø "z "y íø øø "Uz "Ux öø Äxz = Äzx = µëø + ìø ÷ø "x "z íø øø Powstaje oczywiste pytanie, czy ten sam stosunek proporcjonalno[ci zachodzi bdzie midzy napr|eniami i prdko[ci deformacji ktowej jak pokazano na rys. 3.7. y Ux U + dy x y dy dx x U x y Ux d²= dydt y Uy d±= dxdt x dy dx x Rys.3.7. OdksztaBcenie postaciowe elementu pBynu jako deformacja kta midzy [cianami. Deformacja kta prostego utworzonego przez [ciany elementu pBynu jest sum deformacji: d± + d² i dlatego mo|na wprowadzi pojcie [redniej prdko[ci odksztaBcania ktowego: "Uy "Ux ëø öø 1 ÷ø (»xy)[r = (»yx)[r = ìø + ìø ÷ø 2 "x "y íø øø ëø öø 1 "Uz "Uy ÷ø ìø (»yz)[r = (»zy)[r = + (3.20) ìø ÷ø 2 "y "z íø øø 1 "Ux "Uz ëø öø (»xz)[r = (»zx )[r = + ìø ÷ø 2 "z "x íø øø 51 i wówczas wspóBczynnik proporcjonalno[ci napr|eD do [redniej prdko[ci odksztaBcenia wyniesie: Ä = 2µ »[r (3.21) gdy| tylko w tym przypadku otrzymamy zale|no[ci (3.19) o postaci zgodnej z prawem Newtona. Zgodnie z t konwencj, w prawie Newtona zapisanym jak we wz. (1.7), gradient "U prdko[ci stanowi podwojon ró|nic prdko[ci [redniej dla obserwatora znajdujcego "n si w [rodku elementu pBynu i poruszajcego si z prdko[ci UC (patrz rys. 3.8). a) b) "U nn 2 "n 2 "n UU cc "n 2 "U 2 "U Rys.3.8. Ilustracja prdko[ci deformacji w nieruchomym ukBadzie odniesienia a) oraz widzianej przez obserwatora poruszajcego si z pBynem b). W tym przypadku prawo Newtona nale|aBoby zapisa w postaci: 1 "U "U ñø üø Ä = 2µ Å" = µ òø2 "n ýø "n óø þø wskazujcej, |e przyjcie wspóBczynnika proporcjonalno[ci 2µ daje prawo Newtona okre[lone postaci (1.7). W przypadku napr|eD normalnych à wystpujcych we wz. (3.18) zakBadamy, |e w przypadku pBynu nielepkiego byByby one równe ci[nieniu, tzn.: Ãx = - p Ãy = - p Ãz = - p W pBynie lepkim napr|enia normalne byByby sum ci[nienia i dodatkowych napr|eD wywoBanych lepko[ci: Ãx = - p + Ã' x Ãy = - p + Ã' (3.22) y Ãz = - p + Ã' z przy czym napr|enia te musiaByby speBnia definicyjn zale|no[: Ãz + Ãy + Ãz = - p (3.22) 3 52 gdy| w ka|dym punkcie pBynu lepkiego musiaBa by istnie okre[lona warto[ ci[nienia. Innymi sBowy zakBadamy, |e dodatkowe napr|enia Ã' , Ã' , Ã' daj sum zerow, a x y z poniewa| pochodz one od lepko[ci, std te| nale|y zaBo|y, |e wspóBczynnik proporcjonalno[ci tych|e napr|eD od odksztaBceD bdzie identyczny jak w przypadku napr|eD stycznych, co pozwoli zapisa: Ã' = 2µ µx x Ã'y = 2µ µy (3.23) Ã' = 2µ µz z Zale|no[ powy|sza sBuszna jest dla pBynów nie[ci[liwych, gdy| zaBo|yli[my, |e dodatkowe napr|enia daj sum zerow: Ã' + Ã'y + Ã' = 2µ (µx + µy + µz)= x z ’! ëø "U "U "U öø = 2µ ìø + + ÷ø = 2µ div U = 0 ìø ÷ø "x "y "z íø øø co oznacza, |e wobec zerowo[ci diwergencji wektora prdko[ci ’! div U = 0 |e musi to by pByn nie[ci[liwy. Je|eli zal. (3.22) miaBaby by wa|na dla przypadku ogólnego tzn. tak|e i dla pBynów [ci[liwych, wówczas zal. (3.22) nale|y zapisa w postaci: ’! Ãx = - p + 2µ µx + » div U ’! Ãy = - p + 2µ µy + » div U (3.24) ’! Ãz = - p + 2µ µz + » div U gdzie czBon ’! » div U ’! oznacza dodatkowe napr|enia proporcjonalne do jednostkowej zmiany objto[ci div U pBynu [ci[liwego. WspóBczynnik proporcjonalno[ci » jest niewiadomy i nale|y go okre[li z warunku (3.22), który musi by speBniony tak|e i dla pBynów [ci[liwych, co po podstawieniu (3.24) do (3.22) pozwala zapisa: ’! îø ùø ëø öø 1 "Ux "Uy "Uz ïø- 3p + 2µ ìø + + ÷ø + 3» div Uúø = - p ìø ÷ø 3 "x "y "z íø øø ðø ûø i po przeksztaBceniu: ’! ’! 2µ div U + 3» div U = 0 Biorc pod uwag, |e dla pBynu [ci[liwego ’! div U `" 0 mo|na podzieli obie strony przez t wielko[ otrzymujc: 2µ + 3» = 0 Ostatecznie otrzymujemy warto[ wspóBczynnika proporcjonalno[ci: 2 » = - µ 3 co po podstawieniu do (3.24) pozwala zapisa wyra|enie okre[lajce napr|enia normalne w pBynie lepkim: 53 ’! 2 Ãx = - p + 2µ µx - div U 3 ’! 2 Ãy = - p + 2µ µy - div U (3.25) 3 ’! 2 Ãz = - p + 2µ µz - div U 3 Podstawiajc wz. (3.25) oraz (3.19) do zal. (3.18) otrzymujemy równanie ruchu dla pBynu lepkiego, które w postaci rzutów na trzy osie zapisa mo|na nastpujco: ’! DUx 1 "p 1 " ëø öø = X - + ½"2 Ux + ½ div U ìø ÷ø Dt Á "x 3 "x íø øø ’! DUy 1 "p 1 " ëø öø = Y - + ½"2 Uy + ½ div U (3.26) ìø ÷ø Dt Á "y 3 "y íø øø ’! DUz 1 "p 1 " ëødiv Uöø = Z - + ½"2 Uz + ½ ìø ÷ø Dt Á "z 3 "z íø øø lub w postaci wektorowej: ’! ’! ’! ’! D U 1 1 ëø öø = F- gradp + ½"2 U + ½grad div U (3.27) ìø ÷ø Dt Á 3 íø øø Równania te znane s jako równania Navier-Stokesa i stanowi najbardziej ogólny przypadek opisu ruchu newtonowskiego pBynu [ci[liwego przy staBej warto[ci wspóBczynnika lepko[ci. Równanie (3.27) mo|e zosta uproszczone, je|eli rozpatrywa bdziemy przepByw cieczy, dla której pomin mo|na wpByw [ci[liwo[ci, co pozwala zapisa: ’! ’! ’! D U = F - grad p + ½"2 U (3.28) Dt W przypadku przepBywów gazu odbywajcych si z umiarkowanymi prdko[ciami (Ma < 0.3) oprócz siB [ci[liwo[ci pomin mo|na tak|e siBy masowe, gdy| siBa masowa równowa|ona jest ci[nieniem hydrostatycznym. Je|eli zatem przez ci[nienie p rozumie bdziemy ci[nienie hydrodynamiczne bdce ró|nic midzy ci[nieniem caBkowitym i ci[nieniem hydrostatycznym, wówczas równanie Navier-Stokesa bdzie mo|na zapisa nastpujco: ’! ’! D U 1 = - grad p + ½"2 U (3.29) Dt Á Równanie Navier-Stokesa zawiera t sam liczb niewiadomych co równanie Eulera i uzupeBnione by musi równie| o równanie cigBo[ci i równanie stanu. Podobnie jak w przypadku równania Eulera tak|e i równanie Navier-Stokesa musi by uzupeBnione warunkami pocztkowymi i brzegowymi, przy czym stopieD zBo|ono[ci warunków brzegowych jest w tym przypadku znacznie wikszy. PrzykBadem mo|e by warunek brzegowy dla prdko[ci na sztywnej [cianie, który wymaga, aby zarówno skBadowa normalna prdko[ci jak i skBadowa styczna na [cianie byBy równe zeru, tzn.: Un = Us = 0 (3.30) gdy| siBy adhezji midzy materiaBem [ciany i pBynem powoduj, |e prdko[ na [cianie musi by równa zeru. Problematyka warunków brzegowych i rozwizywalno[ci równaD Navier- Stokesa jest zbyt zBo|ona, aby mogBa by rozpatrywana w niniejszym wykBadzie. W dalszych rozdziaBach rozpatrywane bd wyniki analizy uzyskane przy pomocy uproszczonych równaD Navier-Stokesa, przy czym ze wzgldu na wygod dla oznaczenia tych równaD u|ywana bdzie skrócona nazwa równaD N-S. 54 3.4. PrzykBad rozwizania równania N-S, prawo Hagena-Poiseuille a. StopieD zBo|ono[ci matematycznej równania N-S, wynikajcy zarówno z jego nieliniowo[ci jak i skomplikowanego charakteru warunków brzegowych sprawia, |e znanych jest zaledwie kilka [cisBych rozwizaD uzyskanych dla przypadków, w których równania N-S upraszczaj si do postaci liniowej. PrzykBadem takiego [cisBego rozwizania jest uzyskane z równania N-S analityczne potwierdzenie empirycznego prawa sformuBowanego niezale|nie przez Hagena (1839) i Poiseuille a (1840): Wydatek cieczy przepBywajcej przez rurk o maBej [rednicy jest proporcjonalny do ró|nicy ci[nieD powodujcej przepByw, proporcjonalny do czwartej potgi [rednicy rurki i odwrotnie proporcjonalny do jej dBugo[ci. h l d Rys.3.9. Schemat do[wiadczenia ilustrujcego prawo Hagen-Poiseuille a. Na rys. 3.9 pokazano schemat do[wiadczenia ilustrujcego prawo Hagen-Poiseuille a, w którym rurka o [rednicy d i dBugo[ci l poBczona jest ze zbiornikiem napeBnionym do wysoko[ci h . Wydatek cieczy Q zmierzony by mo|e pokazan schematycznie na rys. 3.9 metod objto[ciow, tzn. przez pomiar czasu napeBniania T zbiornika o znanej objto[ci V , co pozwala obliczy: V Q = T Poniewa| wypByw cieczy z rurki odbywa si do otoczenia, std te| ró|nica ci[nieD wymuszajca przepByw wynosi: "p = h Å" Á Å" g i wobec staBo[ci gsto[ci cieczy Á i przyspieszenia ziemskiego g ró|nica ci[nieD jest proporcjonalna do wysoko[ci napeBnienia zbiornika h . Prawo Hagena-Poiseuille a zapisa mo|na ukBadem nastpujcych zwizków proporcjonalno[ci: Q ~ "p 1 Q ~ l Q ~ d4 Proporcjonalno[ wydatku do ró|nicy ci[nieD i jego odwrotna proporcjonalno[ do dBugo[ci rurki jest intuicyjnie Batwa do przewidzenia, gdy| ró|nica ci[nieD na koDcach rurki daje przecie| wypadkow siB ci[nieniow wymuszajc ruch pBynu i wiksza warto[ ró|nicy 55 ci[nieD to wiksza siBa wymuszajca przyrost prdko[ci przepBywu i przyrost wydatku. DBugo[ rurki proporcjonalna jest z kolei do siBy oporu wywoBanej tarciem, której dziaBanie przeciwstawia si sile wymuszajcej ruch co sprowadza si musi do zmniejszenia prdko[ci i wydatku je|eli dBugo[ rurki bdzie wiksza. Zaskakujca jest natomiast proporcjonalno[ wydatku do czwartej potgi [rednicy, gdy| intuicyjnie mo|na by oczekiwa, |e wydatek cieczy bdzie proporcjonalny do pola przekroju poprzecznego rurki, które jednak proporcjonalne jest do kwadratu [rednicy. Uzyskanie analitycznego rozwizania dla tego przypadku wymaga bdzie scaBkowania nastpujcego ukBadu równaD: - równania N-S w postaci wBa[ciwej dla ustalonego przepBywu cieczy, dla której pomin mo|na czBon [ci[liwo[ci: ’! ’! ’! D U 1 = F - grad p + ½ "2 U (3.31a) Dt Á - równania cigBo[ci w postaci wBa[ciwej dla ustalonego przepBywu pBynu nie[ci[liwego: "Ux "Uy "Uz + + = 0 (3.31b) "x "y "z - równania stanu, wyra|ajcego staBo[ gsto[ci cieczy: Á = idem (3.31c) Warunek brzegowy sprowadzi si do zerowej prdko[ci przepBywu na [cianie rurki, zgodnie z uwagami zamieszczonymi w rozdziale poprzednim. Przyjmijmy, |e o[ rurki pokrywa si z kierunkiem osi x kartezjaDskiego ukBadu wspóBrzdnych, jak pokazano na rys. 3.10. z R x x y Rys.3.10. Geometria przepBywu Hagen-Poiseuille a. Jednostkowa siBa masowa: ’! ’! ’! ’! F = X i + Y j + Z k ma w przyjtej geometrii nastpujce skBadowe: X = 0 ; Y = 0 ; Z = - g natomiast wektor prdko[ci ’! ’! ’! ’! U = Ux i + Uy j + Uz k w rurce o maBej [rednicy ma niezerow skBadow jedynie w kierunku przepBywu, tzn.: Ux `" 0 ; Uy = 0 ; Uz = 0; co oznacza, |e jest to przepByw jednowymiarowy. PrzepByw jest ustalony co oznacza, |e mo|na pomin pochodn lokaln, wobec tego pochodne substancjalne prdko[ci dla przepBywu jednowymiarowego przyjm posta: 56 DUx "Ux = Ux Dt "x DUy = 0 Dt DUz = 0 Dt co pozwala zapisa wyj[ciowy ukBad równaD N-S w postaci: ëø "Ux 1 "p "2Ux "2Ux "2Ux öø ìø ÷ø Ux = - + ½ìø + + "x Á "x "x2 "y2 "z2 ÷ø íø øø 1 "p 0 = - (3.32) Á "y 1 "p 0 = - g - Á "z natomiast równanie cigBo[ci "Ux "Uy "Uz + + = 0 "x "y "z dla przepBywu jednowymiarowego przeksztaBci mo|na nastpujco: "Ux = 0 (3.33) "x Równanie stanu sprowadza si do staBo[ci gsto[ci Á w równ. (3.32) oraz (3.33). W trzecim równaniu ukBadu (3.32) wobec maBej [rednicy rurki pomin mo|na zmienno[ ci[nienia hydrostatycznego, a wobec zerowej warto[ci gradientu ci[nienia wzdBu| kierunku y (patrz drugie równ. (3.32)) przyj mo|na, |e ci[nienie jest funkcj jedynie kierunku x , tzn.: p = p (x) Pozwala to zastpi w pierwszym równaniu (3.32) pochodn czstkow: 1 "p Á "x ró|niczk zwyczajn: 1 dp Á dx Z równania cigBo[ci (3.33) wynika, |e skBadowa prdko[ci Ux mo|e by jedynie funkcj: Ux (y, z) a po uwzgldnieniu tych wniosków oraz wz. (3.33) w równ. (3.32), ten ostatni zwizek zapisa mo|na: ëø 1 dp "2Ux "2Ux öø ìø ÷ø 0 = - + ½ + ìø Á dx "y2 "z2 ÷ø íø øø co po prostym przeksztaBceniu pozwala nam zapisa równanie ruchu w postaci: ëø "2Ux "2Ux öø dp ìø ÷ø µ + = (3.34) ìø dx "y2 "z2 ÷ø íø øø Ci[nienie p mo|e zmienia si tylko w kierunku x , co zgodnie z tys. 3.11 pozwala zapisa: dp "p = dx l gdzie "p oznacza ró|nic ci[nieD dziaBajcych na przekroje 1 oraz 2 walcowego elementu pBynu. Równanie ruchu (3.34) mo|na zatem przeksztaBci do postaci: "2Ux "2Ux "p + = - (3.35) l "y2 "z2 57 a po wprowadzeniu nowej zmiennej: r = y2 + z2 warunek brzegowy zapisa mo|na: Ux = 0 (dla r = R) (3.36) Ä 2 1 R x r Ä l Rys.3.11. Walcowy element pBynu przy przepBywie przez cienk rurk. CaBka równania (3.35) bdzie wynosi: ëø y2 + z2 öø ëø r2 öø ìø ÷ø ìø - ÷ø Ux = C = C (3.37) ìø1- R2 ÷ø ìø1 R2 ÷ø íø øø íø øø Dwukrotne ró|niczkowanie wz. (3.37) wzgldem y oraz z oraz podstawienie do (3.35) daje: 4C "p = R2 µl std mo|na obliczy warto[ staBej caBkowania wystpujcej w (3.37) jako: "p R2 C = 4µl co po podstawieniu do (3.37) daje nastpujce wyra|enie okre[lajce rozkBad prdko[ci w poprzecznym przekroju rurki: "p Ux = (R2 - r2) (3.38) 4µl Otrzymana zale|no[ okre[la paraboliczny rozkBad prdko[ci, co pokazano na rys. 3.12. Ux[r Ux dr R x r Uxmax paraboliczny rozkBad prdko[ci Rys.3.12. RozkBad prdko[ci w poprzecznym przekroju rurki przy przepBywie Hagen- Poiseuille a. 58 Zwizek (3.38) speBnia warunek brzegowy gdy| dla r = R : Ux = 0 natomiast maksymalna warto[ prdko[ci wystpuje w osi rurki (dla r = 0 ) i wynosi: "p Ux max = R2 (3.39) 4µl RozkBad prdko[ci dany wz. (3.38) pozwala równie| obliczy wydatek cieczy przepBywajcej przez rurk i w tym celu zgodnie z rys. 3.12 obliczy nale|y najpierw wydatek elementarny bdcy iloczynem pola elementarnego przekroju i prdko[ci: dQ = 2Àr dr Ux a nastpnie po podstawieniu za Ux zale|no[ci (3.38) i scaBkowaniu otrzymujemy: R "p Q = (R2 - r2)2Àrdr +" 4µl 0 co po przeksztaBceniach daje ostatecznie wydatek przepBywajcej cieczy równy: À"p À "p Q = R4 = d4 (3.40) 8lµ 128µ l Zale|no[ ta jest analitycznym potwierdzeniem empirycznie sformuBowanego prawa Hagena- Poiseuille a, |e wydatek przepBywajcy przez rurk jest proporcjonalny do ró|nicy ci[nieD "p o czwartej potgi [rednicy d4 oraz odwrotnie proporcjonalny do dBugo[ci rurki. Zwizek (3.40) jest równie| dowodem poprawno[ci równania Navier-Stokesa i je|eli nawet nie ma on charakteru ogólnego, to wykazuje, |e jest ono sBuszne przynajmniej dla przepBywu cieczy newtonowskiej przez przewody o maBej [rednicy. Wydatek Q mo|na równie| obliczy bez potrzeby caBkowania, gdy| z elementarnej geometrii wynika, |e objto[ paraboloidy obrotowej jest równa objto[ci walca o polu podstawy równym podstawie paraboloidy i wysoko[ci równej poBowie wysoko[ci paraboloidy. Z rys. 3.12 wynika, |e pole podstawy paraboloidy wynosi: ÀR2 1 natomiast poBowa jej wysoko[ci równa jest Ux max , co po uwzgldnieniu wzoru (3.39) 2 pozwala zapisa: 1 "p Q = ÀR2 Å" Å" R2 2 4µl co jest wynikiem identycznym z zale|no[ci (3.40). Prawo Hagen-Poiseuille a wyprowadzi mo|na równie| bezpo[rednio, bez konieczno[ci caBkowania równaD N-S. Je|eli bowiem rozpatrzymy bilans siB dziaBajcych na walcowy element pBynu z rys. 3.11, wówczas zauwa|ymy, |e ruch tego elementu okre[lony jest przez wzajemn równowag siB ci[nienia dziaBajcych na powierzchnie czoBow i tyln oraz siB lepko[ci dziaBajcych na powierzchnie boczne walca. Jak pokazano na rys. 3.10 ruch pBynu wymuszony jest ró|nic ci[nieD "p , co nale|y rozumie jako nadwy|k ci[nienia ponad ci[nienie atmosferyczne przyBo|on na wlocie do rury. Na koDcu rury nadwy|ka ci[nienia równa jest zeru, gdy| na wylocie ci[nienie musi by równe ci[nieniu atmosferycznemu. Oznacza to, |e w kolejnych przekrojach ci[nienie jest coraz mniejsze, co uj mo|na nastpujco: "p < 0 "x Je|eli na tylnej powierzchni walca ci[nienie wynosi p1, wówczas dla spowodowania ruchu elementu w kierunku x zachodzi musi zwizek: p1 > p2 a ró|nic tych ci[nieD zapisa mo|emy jako: 59 "p = p1 - p2 Je|eli ró|nica ci[nieD na powierzchniach czoBa i tyBu walca wynosi "p , wówczas wypadkowa siBa ci[nienia wynosi bdzie: Àr2 "p SiBy ci[nieniowe s równowa|one siBami lepko[ci, które dziaBaj w kierunku przeciwnym do przepBywu (patrz rys. 3.11) a poniewa| siBy oporu lepkiego bd iloczynem pola powierzchni i napr|eD, std te| zapisa mo|na: "Ux 2Àr Å" l Å" Ä = 2Àr Å" l Å" µ Å" "r PrzepByw przez cienk rurk jest przepBywem jednowymiarowym i std te|: "Ux dUx = "r dr i bilans równowagi siB dziaBajcych na cylindryczny element pBynu zapisa mo|na: dUx Àr2 "p - 2Àr Å" l Å" µ = 0 dr std dUx "p r = - (3.41) dr 2 l µ przy czym zmiana znaku wynika z uwzgldnienia znaku promieniowego gradientu prdko[ci: dUx < 0 dr Po scaBkowaniu równania (3.41) otrzymujemy: "p r2 Ux = - + C 4 l µ a staB caBkowania wyznaczamy z warunku brzegowego dla r = R : Ux = 0 std R2 C = "p 4 l µ i ostatecznie otrzymujemy zale|no[ opisujc promieniowy rozkBad prdko[ci: "p Ux = (R2 - r2) 4 µ l identyczn ze wz. (3.38). Analityczna posta prawa Hagen-Poiseuille a ma równie| wa|ne zastosowanie praktyczne, które wynika z nastpujcego przeksztaBcenia wz. (3.40): À "p µ = d4 (3.42) 128 Q l skd wynika, |e znajomo[ "p , Q , l oraz d pozwala wyznaczy wspóBczynnik lepko[ci µ wypBywajcej cieczy. Przyrzdy oparte na tej zasadzie i sBu|ce do wyznaczania lepko[ci cieczy nazywane s wiskozymetrami. PrzepByw Hagen-Poiseuille a nie jest jedynym analitycznym rozwizaniem równania N-S. Najbardziej znanym przykBadem jest tu przepByw Couette a midzy dwiema równolegBymi, nieskoDczonymi pBytami poBo|onymi w maBej odlegBo[ci od siebie, przy czym jedna z tych pByt jest nieruchoma a druga porusza si z jednostajn prdko[ci wymuszajc w ten sposób przepByw charakteryzujcy si liniowym rozkBadem prdko[ci. Drugim znanym rozwizaniem jest przepByw Poiseuille a w szczelinie midzy dwiema równolegBymi, nieskoDczonymi pBytami charakteryzujcy si parabolicznym rozkBadem prdko[ci. Obydwa te rozwizania znajduj praktyczne zastosowanie w teorii smarowania, przy czym w odró|nieniu od jednowymiarowego przepBywu Hagen-Poiseuille a zarówno przepByw 60 Couette a jak i przepByw Poiseuille a s przepBywami dwuwymiarowymi. Nale|y tu jednak zauwa|y, |e liczba znanych rozwizaD analitycznych równania N-S jest bardzo ograniczona a powodem jest zBo|ono[ matematyczna tego równania, wynikajca z nieliniowo[ci czBonu konwekcyjnego wystpujcego w pochodnej substancjalnej. Wymienione tu przykBady rozwizaD dotycz przepBywów bardzo prostych, dla których czBon konwekcyjny staje si równy zero. Istniej równie| przepBywy z niezerow warto[ci tego czBonu, dla których udaBo si znalez rozwizanie analityczne, jednak zagadnienie to wykracza poza przyjte ramy wykBadu a zainteresowani Czytelnicy mog znalez informacje dotyczce tych zagadnieD m.in. w ksi|kach I.G.Currie czy T.Fabera. 3.5. Ruch laminarny i turbulentny. Do[wiadczenie Reynoldsa. ZBo|ono[ matematyczna równania N-S jest wa|n ale nie jedyn przyczyn trudno[ci w uzyskaniu rozwizaD analitycznych. Bardzo wa|n rol odgrywa tu tak|e zBo|ony charakter samego przepBywu pBynu lepkiego, czego przykBadem mo|e by zaskakujca posta prawa Hagen-Poiseuille a sugerujca niezgodn z intuicj proporcjonalno[ wydatku do czwartej potgi [rednicy rurki. Kolejnym przykBadem paradoksalnego (t.j. niezgodnego z intuicj) zachowania pBynu jest opór towarzyszcy przepBywowi cieczy lepkiej przez rurk o maBej [rednicy, okre[lony przez ró|nic ci[nieD "p niezbdn do przetBoczenia zadanego wydatku Q . Dla zilustrowania tego problemu przeksztaBmy wz. (3.40) do postaci: 128 µ l "p = Q (3.43) À d4 ZaBó|my, |e rozpatrywa bdziemy dwa przepBywy tej samej cieczy (µ = idem) przez rurki o tej samej dBugo[ci l , które charakteryzowa si bd tym samym wydatkiem Q . Pierwszy przepByw odbywa si przez rurk o [rednicy d1 przy stracie ci[nienia "p1 natomiast drugi odbywa si przez rurk o dwukrotnie wikszej [rednicy d2 = 2d1 i towarzyszy mu spadek ci[nienia "p2 . Podstawienie tych wielko[ci do wz. (3.43) daje stosunek spadków ci[nieD (oporów przepBywu) wynoszcy: 4 ëø öø "p1 d2 ìø ÷ø = = 16 "p2 ìø d1 ÷ø íø øø Oznacza to, |e przy zachowaniu identycznego wydatku przepBywajcej cieczy dwukrotny wzrost [rednicy dajcy czterokrotny wzrost pola przekroju prowadzi do 16-krotnego zmniejszenia oporów przepBywu, co jest z pewno[ci wynikiem trudnym do intuicyjnego wyja[nienia. Znacznie wa|niejszy paradoks dotyczy jednak wzajemnego zwizku midzy oporem przepBywu a [redni prdko[ci definiowan jako iloraz wydatku i pola przekroju poprzecznego rury: Q Uxsr = Àd2 4 co po podstawieniu do wz. (3.43) daje zale|no[: 32 µ l "p = Ux[[ (3.44) d2 [wiadczc o proporcjonalno[ci oporów przepBywu do [redniej prdko[ci przepBywu. Dla projektanta rurocigu wz. (3.44) sugeruje, |e je|eli przy Ux[[1 rurocig charakteryzuje si oporem "p1, to podwojenie wydatku cieczy przepBywajcej przez ten sam rurocig oznaczajce dwukrotne zwikszenie [redniej prdko[ci (Ux[[2 = 2Ux[[) winno da dwukrotny wzrost oporu "p2 , co Batwo sprawdzi po podstawieniu do (3.44): 61 "p2 Uxsr2 = = 2 "p1 Uxsr1 Do[wiadczenie wykazaBo prawdziwo[ tego wniosku ale jedynie dla bardzo maBych prdko[ci przepBywu. Dla wikszych prdko[ci przepBywu straty wykazywaBy proporcjonalno[ do kwadratu prdko[ci [redniej co oznaczaBo, |e dwukrotne zwikszenie wydatku powodowaBo czterokrotnie wiksze straty. Identyczny skutek dawaBo równie| zwikszenie [rednicy rury oraz zmniejszenie lepko[ci pBynu, przy czym dodatkowe komplikacje wprowadzaB brak powtarzalno[ci tego zjawiska. W tych samych bowiem warunkach przepByw mógB speBnia zaBo|enia prawa Hagen-Poiseuille a lub te| wykazywa proporcjonalno[ strat przepBywu do kwadratu prdko[ci [redniej co oznaczaBo, |e prawo to przestawaBo obowizywa. Podstawow trudno[ci w znalezieniu rozwizania byBa niemo|no[ wykonania pomiarów prdko[ci i ci[nienia, gdy| wprowadzenie jakiegokolwiek przyrzdu pomiarowego zaburzaBo przepByw i zmieniaBo obraz zjawiska. Niemo|liwe byBo równie| [ledzenie trajektorii ruchu przezroczystego pBynu. Problem zostaB rozwizany w r. 1883 przez Osborna Reynoldsa, który dokonaB tzw. wizualizacji przepBywu wody, wprowadzajc do niej smug barwnika o identycznej gsto[ci i prdko[ci. PrzepByw odbywaB si w szklanej rurce, co umo|liwiaBo obserwacj zachowania smugi barwnika co pokazano na rys. 3.13. barwnik smuga barwnika warstwa (lamina) Rys.3.13. Schemat wizualizacji ruchu pBynu w do[wiadczeniu Reynoldsa oraz obraz smugi barwnika w ruchu laminarnym. Reynolds wykazaB, |e przepByw pBynu odbywa si mo|e w dwóch stanach, którym odpowiada zupeBnie odmienne zachowanie strugi barwnika. W stanie I smuga barwnika zachowywaBa spójno[ wzdBu| dowolnie du|ej dBugo[ci, co oznaczaBo, |e poszczególne warstwy pBynu poruszaj si we wzajemnej izolacji lub raczej  [lizgaj si po sobie i objto[ci pBynu z ssiednich warstw nie podlegaj mieszaniu. Uwa|ne obserwacje wykazaBy jedynie, |e w dalszych odlegBo[ciach kontury smugi barwnika ulegaBy niewielkiemu rozmyciu, identycznemu jak w zjawisku molekularnej dyfuzji realizowanej przez ruchy Browna. Reynolds wykazaB, |e w tym stanie ruchu pBynu straty s proporcjonalne do pierwszej potgi prdko[ci [redniej co oznaczaBo, |e jest to przepByw opisany prawem Hagen- Poiseuille a a wic charakteryzujcy si parabolicznym profilem prdko[ci. Biorc pod uwag, |e  uwarstwienie przepBywu byBo dominujc cech tego stanu ruchu, Reynolds 62 zaproponowaB powszechnie dzi[ przyjty termin ruch laminarny (od BaciDskiego okre[lenia lamina  warstwa). a) U b) U Rys.3.14. Obraz smugi barwnika w ruchu turbulentnym. Zwikszenie prdko[ci przepBywu powodowaBo wyrazn zmian zachowania smugi barwnika, która najpierw wykonywaBa sinusoidalne oscylacje (rys. 3.14a) a przy dalszym zwikszaniu prdko[ci przepBywu barwnik ulegaB gwaBtownemu rozmyciu (rys. 3.14b). W tym stanie ruchu straty ci[nienia byBy proporcjonalne do kwadratu prdko[ci [redniej co oznaczaBo, |e nie byB to przepByw Hagen-Poiseuille a. Uwa|ne obserwacje trajektorii elementów pBynu wykazaBy, |e w odró|nieniu od ruchu laminarnego, w którym trajektorie byBy regularnymi, powtarzalnymi liniami (rys. 3.15a), trajektorie w II stanie ruchu stawaBy si chaotyczne (rys. 3.15b) co oznaczaBo, |e oprócz skBadowej [redniej prdko[ci pojawiaBa si tu losowo zmienna dodatkowa skBadowa prdko[ci. a) b) Ruch laminarny Ruch turbulentny Rys.3.15. Trajektoria elementów pBynu w ruchu laminarnym a) i turbulentnym b). Ta wBa[nie losowa zmienno[ chwilowej prdko[ci i losowe  bBdzenie elementu pBynu byBy powodem wprowadzenia terminu ruch turbulentny dla oznaczenia tego stanu przepBywu. Dalsze prace do[wiadczalne pozwoliBy wyja[ni mechanizm zjawiska odpowiedzialnego za rozmywanie strugi barwnika. Je|eli w przepBywie turbulentnym wyobrazimy sobie dwie ssiadujce ze sob warstwy pBynu (rys. 3.16), wówczas obecno[ losowych zakBóceD pola prdko[ci oznacza bdzie, |e midzy my[lowo wyodrbnionymi warstwami pBynu przemieszczane s caBe elementy pBynu a nie tylko pojedyncze molekuBy, jak miaBo to miejsce w ruchu laminarnym. Ssiadujce ze sob warstwy pBynu mog mie ró|n prdko[ (rys. 3.16) co powoduje, |e w przepBywie turbulentnym zachodzi mo|e intensywna wymiana nie tylko masy lecz tak|e i pdu, przy czym ze wzgldu na podobieDstwo tego zjawiska do dyfuzji molekularnej nazwane ono zostaBo dyfuzj turbulentn. 63 wymiana elementów U pBynu midzy warstwami U + "U dyfuzja turbulentna Rys.3.16. Ilustracja turbulentnej dyfuzji pdu. Nale|y tu zauwa|y, |e turbulentna dyfuzja powoduje intensywny transport masy i pdu w kierunku poprzecznym do zasadniczego kierunku przepBywu  w rozwa|anym przepBywie w rurze jest to transport w kierunku promieniowym. Bardziej szczegóBowa dyskusja ró|nic midzy dyfuzj turbulentn i molekularn zostanie przeprowadzona w jednym z dalszych wykBadów mechaniki pBynów, a obecnie wystarczy musi informacja, |e intensywno[ dyfuzji turbulentnej jest wiksza o trzy do czterech rzdów wielko[ci od dyfuzji molekularnej. Z pewn doz uproszczenia mo|na przyj, |e tak intensywny transport caBych elementów pBynu wymaga wydatkowania energii, która mo|e by czerpana jedynie z energii zawartej w przepBywie, co tBumaczy mo|e wBa[ciw dla przepBywu turbulentnego proporcjonalno[ strat ci[nienia (energii potencjalnej przepBywu) do kwadratu prdko[ci. Warto[ do[wiadczenia Reynoldsa zawarta jest nie tylko w rozpoznaniu istnienia dwóch stanów przepBywu tj. ruchu laminarnego i turbulentnego. Przeprowadzajc bowiem szereg do[wiadczeD z ró|nymi pBynami i [rednicami rur Reynolds wykazaB, |e o istnieniu ruchu laminarnego lub turbulentnego decyduje nie sama prdko[ przepBywu, [rednica rury czy te| lepko[ pBynu, lecz ich bezwymiarowa kombinacja, nazwana pózniej liczb Reynoldsa: Usr Å" d Re = (3.45) ½ w której: Re - bezwymiarowa liczba Usr - [rednia prdko[ przepBywu d - [rednica rury ½ - lepko[ kinematyczna pBynu. Do[wiadczenie wykazaBo, |e je|eli dla przepBywu w rurze liczba Reynoldsa zawarta jest w zakresie: Re < 2300 wówczas mamy zawsze przepByw laminarny a jakiekolwiek zaburzenia wprowadzone do przepBywu zanikaj samoczynnie gdy| s przez przepByw tBumione. Je|eli odpowiednia kombinacja [rednicy, prdko[ci i lepko[ci daje liczb Reynoldsa speBniajc warunek: Re > 2300 wówczas laminarny pocztkowo przepByw mo|e przej[ w turbulentny, je|eli tylko wystpi jakiekolwiek zaburzenie (drgania ukBadu, zawirowanie wody na wlocie). Im wiksza jest warto[ Re tym mniejsza amplituda zaburzenia wystarcza do przej[cia laminarnego w turbulentny. Zachowanie specjalnych [rodków ostro|no[ci, sprowadzajcych si do Bagodnego uksztaBtowania wlotu i eliminacji drgaD (do[wiadczenie przeprowadzone w wyrobisku kopalni soli), pozwoliBo utrzyma ruch laminarny do warto[ci: Re H" 5 Å"105 Do[wiadczenia te nie pozwoliBy na ustalenie dokBadnej warto[ci liczby Re przy której przepByw zmieniaBby si z laminarnego w turbulentny, gdy| zjawisko to wykazuje bardzo du| wra|liwo[ na niekontrolowane (i czsto nieznane) czynniki zewntrzne i dlatego te| problem ten do dzi[ nie doczekaB si rozwizania. Zamiast tego zdefiniowano dwie krytyczne warto[ci liczby Re , z których pierwsza warto[ krytyczna Rekr1 E" 2300 (3.46) 64 oznacza granic stabilno[ci przepBywu w rurze, rozumian jako najwy|sza warto[ Re przy której zaburzenia s tBumione a przepByw pozostaje zawsze w stanie ruchu laminarnego. Druga warto[ krytyczna wynosi Rekr 2 E" 50000 (3.47) i oznacza górn granic wystpowania przepBywu laminarnego, powy|ej której przepByw bdzie zawsze turbulentny. Zakres midzy Rekr1 i Rekr2 jest bardzo szeroki i mieszcz si w nim wszystkie przypadki, w których losowo wystpujce zaburzenie mo|e przeprowadzi przepByw laminarny w turbulentny. szczególne [rodki U ostro|no[ci Rekr2 przypadkowe zaburzenie zaburzenie Rekr1 t Rys.3.17. Zale|no[ midzy warto[ci liczby Reynoldsa i stanem przepBywu. Ilustracj zachowania przepBywu w rurze przedstawiono na rys. 3.17, na którym o[ odcitych przedstawia czas a o[ rzdnych prdko[ przepBywu mierzon w dowolnym miejscu w przepBywie. Naniesiono tu równie| liniami przerywanymi pierwsz i drug liczb krytyczn Reynoldsa, obliczon dla danej [rednicy rury i lepko[ci pBynu. ZaBó|my, |e w chwili t = 0 przepByw zaczyna si od zerowej warto[ci prdko[ci U i przyspieszany jest do osignicia zadanej warto[ci. Je|eli tylko prdko[ przepBywu a zatem i liczba Re utrzymywana bdzie w zakresie: Re < Rekr1 (3.48) to przepByw bdzie laminarny. Je|eli prdko[ zostanie zwikszona tak aby: Re > Rekr1 (3.48) wówczas ka|de zaburzenie spowoduje, |e przepByw laminarny przejdzie w turbulentny i pozostanie w tym stanie przez czas dowolnie dBugi. Oscylacje pokazane na rysunku wynikaj z losowych fluktuacji prdko[ci charakterystycznych dla przepBywu turbulentnego. Kolejny cykl zmian prdko[ci pokazuje, |e powtórne uzyskanie przepBywu laminarnego mo|liwe jest tylko wówczas, je|eli prdko[ zostanie zmniejszona na tyle, aby speBniony byB warunek (3.48). Je|eli powtórnie zaczniemy zwiksza prdko[, wówczas po przekroczeniu Rekr1 przepByw stanie si turbulentny albo po wystpieniu przypadkowego zaburzenia, lub te| przy zachowaniu wszelkich [rodków ostro|no[ci przy prdko[ci odpowiadajcej: 65 Re = Rekr2 Warto[ci krytycznych liczb Reynoldsa okre[lone warunkami (3.46) i (3.47) zostaBy ustalone do[wiadczalnie i obarczone s one bBdem pomiaru. Dlatego te| w wielu zródBach spotka mo|na inne mo|liwe warto[ci, które zawieraj si w zakresie: Rekr1 = 2000 ÷ 3000 Rekr2 = 40000 ÷ 50000 Nale|y równie| pamita, |e warto[ci te wBa[ciwe s dla przepBywu w rurze, podczas gdy dla innych typów przepBywu warto[ci te s oczywi[cie inne. PrzepByw laminarny w zastosowaniach technicznych wystpuje jedynie wówczas, gdy mamy do czynienia z przepBywami o maBych prdko[ciach np. w kapilarach, naczyniach wBoskowatych, klinach smarowych wolnobie|nych Bo|ysk [lizgowych czy w konwekcji naturalnej spowodowanej wyporem cieplnym. W zdecydowanej wikszo[ci zastosowaD technicznych wystpuje przepByw turbulentny, co pozwala stwierdzi, |e ruch laminarny jest w przyrodzie wyjtkiem, turbulentny za[ reguB. W ostatnich jednak latach, dziki rozwojowi metod rozwizywania równaD N-S udaBo si opracowa metody takiego ksztaBtowania opBywanych powierzchni, aby nawet przy bardzo du|ych warto[ciach liczb Reynoldsa mo|liwe byBo utrzymanie przepBywu laminarnego, charakteryzujcego si znacznie ni|szymi warto[ciami oporu. PrzykBadem mo|e tu by ksztaBt tzw. skrzydBa laminarnego, który jeszcze w latach sze[dziesitych mógB by stosowany jedynie w szybowcach, natomiast dzi[, u|ywany jest w samolotach konsorcjum Airbus, które dziki temu zu|ywaj znacznie mniej paliwa ni| starsze konstrukcje. 3.6. RozkBad prdko[ci w poprzecznym przekroju rury w przepBywie turbulentnym Analizujc prawo Hagen-Poiseuille a wyprowadzili[my wzór (3.38) wykazujcy, |e w ruchu laminarnym wystpuje paraboliczny rozkBad prdko[ci w poprzecznym przekroju rury (patrz rys. 3.12). Je|eli przepByw laminarny przejdzie w turbulentny i utrzymamy ten sam wydatek cieczy Q , wówczas rozkBad prdko[ci staje si zupeBnie inny, co wykazaBy wyniki licznych pomiarów wykonanych po opublikowaniu wyników do[wiadczenia Reynoldsa. Umax U [r stan II stan II: U[r= 0,79 0,86 Umax stan I U [r stan I: U[r= 1/2 Umax Umax Rys.3.18. Porównanie rozkBadów prdko[ci w poprzecznym przekroju rury dla przepBywu laminarnego (stan I) i turbulentnego (stan II). Na rys. 3.18 pokazano profile prdko[ci dla przepBywu laminarnego (oznaczonego na rysunku jako stan I) i turbulentnego (stan II), które charakteryzuj si t sam warto[ci prdko[ci [redniej Usr . Zamieszczone tu wykresy wykazuj, |e w przepBywie turbulentnym w 66 bezpo[redniej blisko[ci [ciany promieniowy gradient prdko[ci jest znacznie wikszy ni| w przepBywie laminarnym: dU dU ëø öø ëø öø > ìø ÷ø ìø ÷ø dr dr íø øøturb íø øølam Poniewa| zgodnie z prawem Newtona napr|enia styczne s proporcjonalne do gradientu prdko[ci w kierunku normalnym do powierzchni "U Ä = µ "r mo|na std wnioskowa, |e napr|enia styczne na [cianie (dla r = R ) w przepBywie turbulentnym s znacznie wiksze ni| w przepBywie laminarnym (Äturb) > (Älam) r =R r=R Wniosek ten uzasadnia wiksz warto[ oporu przepBywu w ruchu turbulentnym (proporcjonaln do kwadratu prdko[ci [redniej) w porównaniu z oporami przepBywu (to|samymi ze strat ci[nienia "p ) w przepBywie laminarnym. Opór przepBywu jest bowiem rezultatem siB lepko[ci (napr|eD stycznych), które dziaBaj w kierunku przeciwnym do przepBywu. Drug charakterystyczn cech profilu prdko[ci w ruchu turbulentnym jest jego spBaszczenie w obszarze wewntrznym przepBywu powodujce, |e warto[ prdko[ci [redniej wynosi: Usr = (0.79 ÷ 0.86) Umax gdzie Umax oznacza warto[ maksymaln prdko[ci wystpujc w osi rury (dla r = 0 ). Powodem jest intensywny transport promieniowy pdu bdcy rezultatem turbulentnej dyfuzji, o której mówili[my dyskutujc rysunek 3.16. Mo|na sobie wyobrazi, |e po przej[ciu z ruchu laminarnego do turbulentnego przemieszczanie elementów pBynu z obszaru bliskiego osi przepBywu w kierunku [ciany spowoduje, |e pd pBynu poruszajcego si z wiksz prdko[ci zostanie przemieszczony w kierunku [ciany, czego wynikiem bdzie wyrównanie profilu prdko[ci. y U R U[r Umax Rys.3.19. Profil prdko[ci w ruchu turbulentnym oraz wspóBrzdne Prandtla. Profil prdko[ci zarejestrowany w ruchu turbulentnym zostaB pokazany raz jeszcze na rysunku 3.19, na którym zaznaczono równie| wspóBrzdn y, przyjt przez Prandtla do opisu tego profilu. Wobec braku mo|liwo[ci uzyskania rozwizania równania N-S dla przepBywu turbulentnego Prandtl zaproponowaB nastpujcy, empiryczny wzór opisujcy promieniowy rozkBad prdko[ci: 67 1 y U = Umax ëø öøn (3.50) ìø ÷ø R íø øø w którym Umax jest maksymaln warto[ci prdko[ci wystpujc w osi rury, wspóBrzdna y mierzona jest w kierunku od [ciany do osi rury, tzn.: y "[0, R] natomiast n jest wykBadnikiem potgowym okre[lanym do[wiadczalnie w taki sposób, aby uzyska mo|liwie najlepsz zgodno[ z rezultatami eksperymentu. Zale|no[ ta znana jako wzór potgowy Prandtla wykazuje bardzo dobr zgodno[ z do[wiadczeniem i wykorzystywana jest w uproszczonych metodach obliczeD oporów hydraulicznych. Wyniki pomiarów wykazaBy, |e dla rur szorstkich dobr zgodno[ z eksperymentem uzyskuje si dla warto[ci n = 6 , dla której profil prdko[ci speBnia nastpujc zale|no[: Usr = 0.791 Umax Dla rur gBadkich w zakresie liczb Reynoldsa: 4 Å"104 < Re < 8 Å"104 optymaln warto[ci wykBadnika jest n = 7 dla której profil prdko[ci speBnia zale|no[: Usr = 0.817 Umax co [wiadczy, |e w turbulentnym przepBywie w rurze gBadkiej profil prdko[ci jest bardziej pBaski ni| w rurze szorstkiej. Dla wikszych warto[ci liczby Reynoldsa przy przepBywie w rurach gBadkich nale|y przyjmowa wiksze warto[ci wykBadnika n aby uzyska zgodno[ z do[wiadczeniem. Dla uogólnienia tego wniosku obliczmy wydatek Q cieczy przepBywajcej przez rur, obliczajc najpierw wydatek elementarny przepBywajcy przez zaznaczone na rys. 3.20 elementarne pole o powierzchni: 2À (R - y)dy co daje elementarny wydatek: dQ = U Å" 2À (R - y)dy R Rys.3.20. Oznaczenia przyjte przy caBkowaniu wzoru Prandtla. 68 y d y ScaBkowanie powy|szej zale|no[ci w granicach od 0 do R po podstawieniu wzoru (3.50) daje: 2À R2 Umax Q = (3.51) 1 1 ëø + 2öøëø +1öø ìø ÷øìø ÷ø n n íø øøíø øø Uzale|nienie wydatku od prdko[ci [redniej pozwala zapisa: Q = À R2 Usr (3.52) a porównanie wydatku obliczonego z (3.51) i (3.52) daje ostatecznie nastpujc zale|no[: Usr 2 = (3.53) 1 1 Umax ëø + 2öøëø +1öø ìø ÷øìø ÷ø n n íø øøíø øø w której stosunek prdko[ci [redniej do maksymalnej (bdcy miar spBaszczenia profilu prdko[ci) jest wyBczn funkcj wykBadnika potgowego Prandtla. Najlepsz zgodno[ z do[wiadczeniem dla przepBywów w rurach gBadkich uzyskano przyjmujc: - dla Re = 2 Å"105 Usr n = 8 ; = 0.837 Umax - dla Re = 6.4 Å"105 Usr n = 9 ; = 0.853 Umax - dla Re = 2 Å"106 Usr n = 10 ; = 0.866 Umax Analiza tych danych wykazuje, |e dla rur gBadkich wzrost liczby Reynoldsa prowadzi pocztkowo do wypBaszczenia profilu prdko[ci, który jednak przy bardzo du|ych Re znów staje si bardziej wypukBy. Wzór Prandtla opisuje z du| dokBadno[ci profil prdko[ci w caBym prawie przekroju poprzecznym zawodzc jedynie w bezpo[redniej blisko[ci [ciany, gdzie nawet dla bardzo du|ych warto[ci Re przepByw staje si laminarny (tzw, podwarstwa lepka). Zagadnienie to jest omówione w rozdziale dotyczcym warstwy przy[ciennej w drugiej cz[ci wykBadu. 69

Wyszukiwarka

Podobne podstrony:
Wędrychowicz,mechanika płynów,Metody opisu ruchu płynu
Wędrychowicz,mechanika płynów, pojęcia podstawowe
Wędrychowicz,mechanika płynów, statyka
Wędrychowicz,mechanika płynów, napór hydrostatyczny
Mechanika płynów dzienne energetyka0h Wyklad 6
Rownanie ruchu pojazdu samochodowego
mechanika plynow zagadnienia do egzaminu
Mechanika płynów sprawozdanie 1
Mechanika Płynów Egzamin 2014 Termin 1
mechanika plynow opracowanie zagadnien
elementy mechaniki plynow materialy

więcej podobnych podstron