湍流度因子臨界雷諾數(shù)

湍流度因子定義

臨界雷諾數(shù)（critical Reynold’s number），當流體在管道中、板面上或具有一定形狀的物體表面上流過時，流體的一部或全部會隨條件的變化而由層流轉變?yōu)橥牧?，此時，摩擦系數(shù)、阻力系數(shù)等會發(fā)生顯著的變化。轉變點處的雷諾數(shù)即為臨界雷諾數(shù)。

湍流度因子由來

雷諾根據(jù)大量的實驗發(fā)現(xiàn)，由層流轉變?yōu)橥牧鞯霓D變過程非常復雜，不僅與流速v有關，而且還與流體密度ρ、粘滯系數(shù)μ和物體的某一特征長度d例如管道直徑、機翼寬度、處于流體中的球體半徑等）有關。他綜合以上各方面的因素，引入一個無量綱的量ρvd/μ，后人把這無量綱的參數(shù)命名為“雷諾數(shù)”。流體的流動狀態(tài)由雷諾數(shù)決定，雷諾數(shù)小時作層流，雷諾數(shù)大時作湍流。換言之：流速越大，流過物體表面距離愈長，密度越大，層流邊界層便愈容易變成湍流邊界層。相反，粘性越大，流動起來便愈穩(wěn)定，愈不容易變成湍流邊界層。流體由層流向湍流過渡的雷諾數(shù)，叫做臨界雷諾數(shù)，記作Re。

對于圓形管道引入 Re= pvd/μ。實驗表明，流體通過圓形管道時其臨界雷諾數(shù)為Re≈2000—2600；通過光滑的同心環(huán)狀縫隙時 Re=1100；而在滑閥閥口處，Re=260。

湍流度因子原理

雷諾通過圓管內的黏性流動實驗，發(fā)現(xiàn)一定條件下層流轉化為湍流的控制因素是雷諾數(shù)Re。由層流轉變?yōu)橥牧鞯睦字Z數(shù)稱為臨界雷諾數(shù)Reα。它不是一個固定的值，依賴于外部擾動的大小。如果所受的擾動小，Reα較大；反之，Reα較小。

實驗證明：Reα的下界約為2000，當Re<2000時，黏性力的抑制作用占優(yōu)，不管外部擾動有多大，管內流動總保持穩(wěn)定的層流狀態(tài)。當Re>2000而小于某一上界時，流動出現(xiàn)不穩(wěn)定，在管內(離入口較遠處)，層流與湍流共存。當Re大于某上界時，黏性力已無法抑制擾動的增長，導致流動失穩(wěn)，成為隨機的脈動運動，即轉變?yōu)橥耆l(fā)展的湍流。

從空間角度看，即使Re>Reα，在管內中心沿流動方向也存在著層流區(qū)、過渡區(qū)和湍流區(qū)，這是因為管道入口處擾動由小到大的增長需要一定的時間，即需要經(jīng)歷一定的空間區(qū)域，湍流不是在某一空間位置突然發(fā)生的。

湍流度因子雷諾試驗

早在19世紀初，就有人注意到流體在不同的流速范圍內，斷面流速分布和能量損失規(guī)律等都不相同。1883年，英國物理學家雷諾通過實驗揭示了流體的兩種不同的流動狀態(tài)。

在水箱A的側面開一個小孔，接一根進口為流線型管嘴的玻璃管丁，在玻璃管丁的末端裝有節(jié)門C以調節(jié)流量。在水箱的上部裝有儲存帶色液體的容器，用一根細管將帶色液體引至玻璃管丁的入口，其流量用節(jié)門E調節(jié)。

實驗前，先把水注入水箱中，利用溢流槽保持水位不變。然后，稍稍打開節(jié)門c，使水緩慢地由玻璃管T流出。打開節(jié)門E，使帶色液體也流入玻璃管中。此時在玻璃管丁內看到一條細線形狀的帶色液線。這說明液體質點在作互不干擾、各自成層的平行直線流動。

將節(jié)門C逐漸開大，玻璃管T內水的流速也逐漸增大，起初帶色液線并無變化，直到管內流速增大到某一數(shù)值時，帶色液線開始顫動和分散。

隨著玻璃管T內流速的繼續(xù)增大，達一定數(shù)值后，帶色液線不再連續(xù)，而是立即分散并與水相混淆。這說明液體質點已相互摻混，在雜亂無章地向前運動。

通過雷諾實驗人們認識到，流動存在以下三種不同的狀態(tài)。第一種，流體的質點之間互不摻混、質點的運動軌跡為有條不紊的層狀流動，稱為層流；第二種，流體的質點之間相互摻混、質點的運動軌跡為雜亂無章的流動，稱為紊流；第三種，表現(xiàn)為層流到紊流或紊流到層流的過渡，稱為過渡狀態(tài)。隨流速的變化而呈現(xiàn)不同的流動狀態(tài)，是自然界中一切流體運動普遍存在的物理現(xiàn)象。

同一模型在大氣條件下的臨界雷諾數(shù)和在風洞氣流中的臨界雷諾數(shù)之比，就叫作湍流度因子。即

分子為大氣條件下的臨界雷諾數(shù)，分母為風洞氣流中的臨界雷諾數(shù)。

有效雷諾數(shù)定義

同一模型在大氣條件下的臨界雷諾數(shù)和在風洞氣流中的臨界雷諾數(shù)之比。

湍流度是度量氣流速度脈動程度的一種標準，通常用脈動速度均方和與時均速度之比來表示脈動的大小，即

其中，u'是湍流脈動速度的均方根（又即風速的標準差），U是平均速度。如果湍動能為k，那么

Ux，Uy，Uz為平均速度U在x，y，z三個方向上的分量。

不同湍流狀態(tài)，湍動強度數(shù)值有很大差異。例如，流體在圓管中流動時，湍動強度的數(shù)值范圍為1一10%，而對于尾流、自由噴射流這樣的高湍動流動，湍動強度的數(shù)值可達40% 。

對普通型旋風除塵器，湍流度在排氣管以下的主分離空間內，呈較好的軸對稱性。湍流度在外旋流區(qū)沿徑向分布基本均勻，平均在4%~10%之間，而在內旋流區(qū)沿徑向向內逐漸加大，中心部位可達30%以上，這時相當于脈動速度可達3~5m/s，與短路流區(qū)的時均徑向速度相當，加劇了細顆粒湍流擴散，對分離不利，同時內旋流較高的湍流度意味著能量耗散也大。

在湍流度方面，姬忠禮等利用熱線風速儀的測量表明，在外旋流區(qū)及上部環(huán)形空間內，湍流度與湍流脈動速度均方根值較小，并且沿徑向只有微小變化，湍流度約為2~5%。而在內旋流區(qū)，尤其在排氣管末端和排灰口附近，脈動速度和湍流度相當大，湍流度可高達30%，脈動速度均方根值可達6~9m/s。在這些部位，脈動速度與徑向速度相近，流場極不穩(wěn)定。

石油大學時銘顯院士對蝸殼式旋風分離器內的湍流度進行了研究，結果表明:在分離器的分離空間的筒段，湍流度變化相對平穩(wěn)，基本不隨軸向高度而變化，而且被內外旋流的交界面分為兩區(qū)，外區(qū)與r/R無關，基本是一定值，約為9%左右；內區(qū)的湍流強度則隨r/R的減小逐漸增大，到中心軸線附近達到最大，軸向湍流度約為27%左右，切向湍流度約在27%~40%之間，在外區(qū)邊壁處的切向湍流度陡升，說明濃集在邊壁的顆粒很容易被二次揚起，影響了分離效率。在排塵口返混段，兩個分量的湍流度沿軸向都逐漸變?yōu)椴环謨韧鈪^(qū)，均隨r/R的減小而增大，切向湍流度沿軸向逐漸增大，從外向內陡升，比上段的值大得多。在排塵口附近，由于返混較嚴重，湍流度特別大。在蝸殼入口和排氣管所形成的上部環(huán)形空間，湍流度隨軸向的變化不大，兩端近壁處都上升，中間隨r/R的增大而有所上升，環(huán)形空間的軸向湍流度在數(shù)值上與分離空間外旋流的軸向湍流度數(shù)值相當，兩側近壁處軸向湍流度較大。切向湍流度幾乎與軸向高度無關，而且沿軸向分布較平坦，但在靠近器壁和排氣管邊壁處急劇增大，與軸向湍流度類似。切向湍流度沿軸向變化較大，呈非軸對稱性，在環(huán)形空間中下部，切向湍流度沿軸向高度不化不大。