🗊Презентация Основы гидродинамического подобия

Основы гидродинамического подобия

Гидромеханически подобными считаются явления, если в них одинаковы отношения всех геометрических элементов, плотностей и сил, действующих в соответствующих точках и направлениях, т. е. их геометрическое, кинематическое и динамическое подобие.

Геометрически подобными называются потоки (в натуре и на модели), у которых линейные размеры lн и lм, площади wн и wм и объемы Wн и Wм находятся в соотношении: Геометрически подобными называются потоки (в натуре и на модели), у которых линейные размеры lн и lм, площади wн и wм и объемы Wн и Wм находятся в соотношении: где МL – линейный масштаб моделирования, показывающий во сколько раз геометрические линейные размеры изменены по сравнению с натурой. Индексами «н» и «м» обозначены величины, относящиеся соответственно к натуре и модели.

Кинематически подобными называются потоки, у которых частицы жидкости совершают геометрически подобные перемещения и выполняются соотношения: Кинематически подобными называются потоки, у которых частицы жидкости совершают геометрически подобные перемещения и выполняются соотношения: tн/tм=Мt , vн/vм=Мv , aн/aм=Мa , где Мt, Мv, Ма – масштабы моделирования соответственно времени, скорости и ускорения.

Динамически подобными будут потоки, для которых соотношения между соответствующими силами, действующими в натуре и на модели, одинаковы, т. е. Динамически подобными будут потоки, для которых соотношения между соответствующими силами, действующими в натуре и на модели, одинаковы, т. е. Fн/Fм=Gн/Gм=Tн/Tм=МF , где F, G и Т – соответственно силы инерции, тяжести и трения.

Для движущихся потоков одной из основных сил является сила инерции, которую можно выразить в виде произведения массы на ускорение: Для движущихся потоков одной из основных сил является сила инерции, которую можно выразить в виде произведения массы на ускорение: Fн/Fм=mнaн/mмaм=(нlн2vн2)/( мlм2vм2), Fн/(нlн2vн2)=Fм/ ( мlм2vм2)=Ne. Это выражение – общий закон гидромеханического подобия, установленный в 1686 г. И. Ньютоном, который можно сформулировать так: в динамически подобных потоках между двумя соответственными силами Fн и Fм, должно существовать постоянное соотношение Nе, называемое критерием Ньютона.

Критерии подобия Критерии подобия безразмерные (отвлечённые) числа, составленные из размерных физических параметров, определяющих рассматриваемые физические явления. Равенство всех однотипных критериев подобия для двух физических явлений и систем – необходимое и достаточное условие физического подобия этих систем.

Критерий Фруда. При моделировании истечения из отверстий, насадков, через водосливы преобладают силы тяжести при пренебрежимо малом влиянии сил поверхностного натяжения и вязкости. Из отношения сил инерции и тяжести можно получить Критерий Фруда, или закон гравитационного подобия: F /G=l2v2/l3= v2/gl=Fr. Следовательно, при преобладании сил тяжести потоки будут подобными, если будут равны числа Фруда для натуры и для модели Frн = Frм. Так как обычно в подобных потоках ускорения силы тяжести gн=gм, критерий Фруда несколько упростится: vн2/lн= vм2/lм=Fr.

Переход от модели к натуре в этом случае может быть выполнен по следующим зависимостям Переход от модели к натуре в этом случае может быть выполнен по следующим зависимостям для скорости vн2/vм2=lн/lм=МL или vн=vм МL для расхода Qн/Qм= vнwн/vмwм=МL2МL или Qн=QмМL2МL для времени vн=lн/tн и vм=lм/tм, vн/vм=lнtм/lмtн и lмtн /lнtм = vм/vн tн /tм = vмlн/vн lм, tн =tм .

Критерий Рейнольдса. При моделировании движения жидкости в трубах, реках и каналах преобладают силы трения (вязкости), поэтому закон гидромеханического подобия будет представлен в ином виде: F /G = l2v2/l  = vl/= Re. Следовательно, при преобладании силы трения потоки будут подобными, если критерий Рейнольдса для обоих потоков одинаков, т.е. и Reн=Reм или vнlн/н= vмlм/м. Переход от модели к натуре в этом случае может быть выполнен по следующим формулам при v н=vм: vн=vм/Ml, Qн=QмМl, tн =tмМl2.

Приведем также названия и обозначения некоторых безразмерных комплексов отражающих: Приведем также названия и обозначения некоторых безразмерных комплексов отражающих: силы поверхностного натяжения – число Вебера We=v2l/s; силы давления – число Эйлера Eu=P/ v; силы упругих деформаций – число Коши Ca= v2Eж (представляет собой отношение скорости потока к скорости звука в данной жидкости и имеет значение если они сопоставимы; силы сжимаемости – число Маха Ма=v/a (а – скорость звука в той же точке газа); турбулентность (связь между размахами пульсаций в потоке) – число Кармана Ка=v’/v; силы инерции при неустановившемся движении – число Струхаля St=vt/l и др.

-теорема Движение жидкости характеризуется уравнением из пяти параметров (К=5), выбранных на основе логических рассуждений о главных факторах влияющих на процесс движения в определенных условиях: f(l, t, , g, )=0. Рассмотрим размерности этих параметров, выбрав за основные длину (L), время (T) и массу (M), т.е. всего три величины (m=3): l [L], t [T],  [M/L3], g [L/T2],  [L2/T]. В соответствии -теоремой функциональную зависимость можно выразить безразмерными комплексами в количестве (К–3), где К – число параметров уравнения, самих величин должно быть (m+1). Для рассматриваемого случая (К–3) = (5–3) =2, т. е. получается два комплекса, имеющих следующую структуру:

С учетом размерностей для каждого  можем записать: С учетом размерностей для каждого  можем записать:  1= [L] X1 [T]Y1 [M/L3]Z1[L/T2],  2= [L]X2 [T]Y2 [M/L3]Z2[L2/T]. После компоновки уравнения преобразуются к виду 1=L X1-3Z+1 TY1-2 MZ1,  2=L X1-3Z+2 TY2-1МZ2 ,

чтобы обеспечить нулевую размерность для двух -комплексов, приравниваем показатели степени при каждой величине L, Т, М к нулю и получаем системы уравнений:

Решая каждую из двух систем, находим значения степени для параметров 1 -комплекса: x= –1, y=2, z=0; 2 -комплекса: x = – 2, y =1, z =0. Далее определяем структуру комплексов:

Режимы движения жидкости Существует два режима движения жидкости: ламинарный и турбулентный. Ламинарное движение (от лат. lamina – пластинка), упорядоченное течение жидкости или газа, при котором жидкость (газ) перемещается слоями, параллельными направлению течения. Турбулентное движение (от лат. turbulentus – бурный, беспорядочный), форма течения жидкости или газа, при которой их элементы совершают неупорядоченные, неустановившиеся движения по сложным траекториям, что приводит к интенсивному перемешиванию между слоями движущихся жидкости или газа.

Опыты Рейнольдса

Опыты Рейнольдса показали, что переход от ламинарного типа движения жидкости к турбулентному происходит при определенной скорости, которую называют критической. Опыты Рейнольдса показали, что переход от ламинарного типа движения жидкости к турбулентному происходит при определенной скорости, которую называют критической. vкр=Rе кр /d. Чаще всего это выражение записывают следующим образом: Rе кр= d vк р / где Reкр – безразмерное число Рейнольдса Число Рейнольдса, при котором ламинарный режим движения жидкости переходит в турбулентный, называют критическим и обозначают Reкp.

Опытами установлено, что переход ламинарного режима в турбулентный происходит при Reкp = 2320. Опытами установлено, что переход ламинарного режима в турбулентный происходит при Reкp = 2320. Следовательно, движение в трубах при Re<2320 будет ламинарным, а при Re>2320 – турбулентным. При безнапорном движении жидкости и для труб некруглого поперечного сечения число Рейнольдса определяют не через диаметр трубы, а через гидравлический радиус по формуле: Rе = vR/ где R= dэ/4, т. е. критическое число Рейнольдса будет в 4 раза меньше, чем при движении в трубах. Следовательно, при безнапорном движении жидкости при Reкр <580 будет иметь место ламинарный режим, а при Reкр >580 – турбулентный.

Определим закон распределения скоростей в живом сечении потока при ламинарном режиме. Выделим объем жидкости в виде цилиндра радиусом r и длиной l и составим уравнение равновесия всех действующих сил: Определим закон распределения скоростей в живом сечении потока при ламинарном режиме. Выделим объем жидкости в виде цилиндра радиусом r и длиной l и составим уравнение равновесия всех действующих сил: πr2(P1 – P2) = – 2 π rl = – 2πrl μdu/dr, где πr2(P1 – P2) – разность сил давления в сечениях 1 и 2; – 2πrlμdu/dr – сила трения на боковой поверхности цилиндра.

При равномерном движении жидкости все живые сечения по длине потока одинаковы как по форме, так и по размерам, и скорости в соответственных точках живых сечений также одинаковы. Таким образом, скорость является функцией исключительно одного радиуса: При равномерном движении жидкости все живые сечения по длине потока одинаковы как по форме, так и по размерам, и скорости в соответственных точках живых сечений также одинаковы. Таким образом, скорость является функцией исключительно одного радиуса: du= – (P1 –P2)r dr /2lμ Т.к. I=(P1 – P2)/l=hw /l получим du= –  I r dr /2 μ. Интегрируя по сечению трубы от r=r до r=r0 получим: u= –  I r2/4 μ +C, учитывая, что при r=rо скорость u=0, тогда С= I r02/4μ, , получим закон распределения скоростей в живом сечении потока: u= I (r02–r2)/4μ.

Для центральной струйки при r = 0: Для центральной струйки при r = 0: umax= I r02/4μ= I d2/16μ . Расход жидкости через трубу при ламинарном движении численно равен объему параболоида скорости (W=1/2*r02h) и определяется из выражения Q=1/2 r02h(P1 – P2) r02/4μl=(P1 – P2)  r04/8μl, отсюда средняя скорость v=Q /(π r02)= I r02/8μ , а соотношение между максимальной и средней скоростью umax/v=2. Отсюда закон распределения скоростей может быть записан таким образом: u=2v(1– (r/r0)2).

Турбулентный режим движения жидкости характеризуется беспорядочным движением частиц по произвольным траекториям и с различной скоростью, причем скорость в любой точке потока непрерывно изменяется как по величине, так и по направлению около некоторого среднего значения. Изменение во времени мгновенной местной скорости (u’) называется пульсацией скорости. Турбулентный режим движения жидкости характеризуется беспорядочным движением частиц по произвольным траекториям и с различной скоростью, причем скорость в любой точке потока непрерывно изменяется как по величине, так и по направлению около некоторого среднего значения. Изменение во времени мгновенной местной скорости (u’) называется пульсацией скорости. Среднюю по времени скорость называют осредненной местной скоростью, или осредненной скоростью (û). Аналитически связь между осредненной скоростью и мгновенной скоростью может быть выражена зависимостью T û =1/T  u’dt 0 где T – период наблюдений.

Распределение скоростей течения при турбулентном режиме

Гидравлические сопротивления и потери напора при движении жидкости Сопротивления, возникающие при движении жидкости, называются гидравлическими сопротивлениями. На их преодоление тратится некоторая часть удельной энергии движущейся жидкости, которую называют потерей удельной энергии, или потерей напора. Все гидравлические сопротивления разделяются на два вида: сопротивления по длине потока (hл) или линейные, и местные сопротивления (hм).

Гидравлические линейные сопротивления обусловливаются действием сил трения. Гидравлические линейные сопротивления обусловливаются действием сил трения. В чистом виде эти потери возникают в прямых трубах постоянного сечения, т.е. при равномерном движении, и возрастают пропорционально длине трубы. Этот вид трения имеет место не только в шероховатых, но и в гладких трубах.

Местные гидравлические сопротивления обусловливаются местными препятствиями потоку жидкости – в виде изгиба трубы, внезапного сужения или расширения русла, при обтекании клапанов, решеток, диафрагм, кранов, которые деформируют обтекающий их поток. При протекании жидкости через местные сопротивления ее скорость изменяется и обычно возникают вихри, т.е. движение неравномерное. Местные гидравлические сопротивления обусловливаются местными препятствиями потоку жидкости – в виде изгиба трубы, внезапного сужения или расширения русла, при обтекании клапанов, решеток, диафрагм, кранов, которые деформируют обтекающий их поток. При протекании жидкости через местные сопротивления ее скорость изменяется и обычно возникают вихри, т.е. движение неравномерное.

Общие потери напора при движении жидкости будут равны сумме потерь напора на трение (hл), вызванных гидравлическими сопротивлениями по длине потока и потерь напора на местные сопротивления (hм ), т. е. Общие потери напора при движении жидкости будут равны сумме потерь напора на трение (hл), вызванных гидравлическими сопротивлениями по длине потока и потерь напора на местные сопротивления (hм ), т. е. hw=hл +hм, (м)

Все потери напора (и местные, и линейные) выражаются в общем виде формулой Вейсбаха: Все потери напора (и местные, и линейные) выражаются в общем виде формулой Вейсбаха: hw=  v2/2g Величина коэффициента сопротивления по длине выражается в виде л =λ l/4R, где λ – коэффициент сопротивления трению по длине (коэффициент Дарси), l – длина рассматриваемого участка, R– гидравлический радиус. Если рассматривать напорное движение в трубах круглого поперечного сечения диаметром d, то так как 4R=d: л = λ l/d.

Окончательно формула для линейных потерь напора, имеет вид: Окончательно формула для линейных потерь напора, имеет вид: hл=.l/4R . v2/2g . Эта формула Дарси-Вейбаха действительна как для ламинарного, так и для турбулентного режима, но расчетные выражения для коэффициента Дарси (λ) будут различными.

И в общем виде потери напора выражаются следующей формулой: И в общем виде потери напора выражаются следующей формулой: hw=hл +hм =. l/4R . v2/2g + мv2/2g.

Формулы для определения коэффициента Дарси при ламинарном движении жидкости Запишем формулу v=Ir02 /8μ в несколько ином виде, т. е. подставим значения =g, r0=d/2 и I=hл/l, умножим числитель и знаменатель на v/2 и решим ее относительно hл: hл=32vl/(gd2), выполнив замену /= получим: hл=32vl/(gd2). Это формула Пуазейля, в соответствии с ней линейные потери напора прямо пропорциональны скорости в первой степени и не зависят от состояния стенок труб. Заменив в формуле Пуазейля / vd=1/Re получим: hл=64/Re *l/d* v2/2g . Эта формула применяется для определения потерь напора при ламинарном движении жидкоcти в трубах круглого сечения. Обозначив 64/Re черезполучим формулу Дарси-Вейсбаха в окончательном виде hл=*l/d* v2/2g. Если трубы имеют некруглое поперечное сечение, то зависимость λ только от числа Рейнольдса сохраняется, но изменяются числовые коэффициенты в числителе. Число Re определяется по формуле Re=vdэ/, где dэ=4R=4w/.

Соотношение толщины ламинарной пленки и выступов шероховатости Гидравлически гладкими называются стенки труб если высота выступов шероховатости  меньше, чем толщина ламинарной пленки ( <δв, рис. а). В этом случае все неровности полностью погружены в ламинарной пленке, жидкость в пределах этой пленки ламинарно обтекает выступы шероховатости. Шероховатость стенок не влияет на характер движения, и соответственно потери напора не зависят от шероховатости. Гидравлически шероховатыми называются стенки когда высота выступов шероховатости превышает толщину ламинарной пленки ( > δв, рис. в), неровности стенок выходят в пределы турбулентного ядра, поток обтекает выступы с отрывом, сопровождающимся интенсивным перемешиванием частиц. В этом случае потери напора зависят от шероховатости В третьем случае, являющемся промежуточным между двумя выше указанными (рис. б) абсолютная высота выступов шероховатости примерно равна толщине ламинарной пленки ( ≈ δв, рис. б),. В этом случае трубы относятся к переходной области сопротивления. Толщина ламинарной пленки определяется по формуле: δв ≈30d/(Reλ).

При движении жидкости вдоль одной и той же поверхности с неизменной высотой выступа шероховатости, в зависимости от средней скорости (числа Рейнольдса) толщина ламинарной пленки может изменяться. При увеличении числа Рейнольдса толщина ламинарной пленки уменьшается и стенка, бывшая гидравлически гладкой, сможет стать шероховатой, так как высота выступов шероховатости окажется больше толщины ламинарной пленки и шероховатость станет влиять на характер движения и, следовательно, на потери напора. Влияние выступов с одинаковой высотой  будет больше в потоках с меньшими размерами поперечного сечения, чем в потоках с большими размерами. В связи с этим при рассмотрении гидравлических сопротивлений вводится безразмерная величина – относительная шероховатость – отношение абсолютного размера высоты выступа шероховатости к какому-либо характерному поперечному размеру живого сечения (радиусу трубы, гидравлическому радиусу, глубине потока) – /rо,  /R,  /h. Иногда используется обратная величина относительной шероховатости, называемая относительной гладкостью, – rо/ , R/ , h/ .

Экспериментальные исследования коэффициента Дарси при турбулентном движении жидкости и основные формулы для его определения Важные исследования в этой области были проведены И. Никурадзе в шероховатых трубах и А.П. Зегжда в прямоугольных лотках (открытые потоки). Стенки труб и лотков имели специально созданную равномерную шероховатость. В результате были получены различные значения относительной шероховатости Δ/r0 для труб и Δ/R для лотков (или относительной гладкости r0/Δ и R/Δ). В опытах определялись потери напора, измерялся расход, вычислялись средние скорости и коэффициенты λ.

Результаты опытов Никурадзе показаны на рис. По оси абсцисс отложены значения – lg Re и по оси ординат – lg (100 λ). Представление опытных данных в таких координатах позволяет получать по углу наклона прямых (в частности, I и II) показатель степени в зависимости λ oт Re. Исследования, выполненные Никурадзе, достаточно наглядно свидетельствуют о наличии различных зон (областей) сопротивления при напорном движении в трубах:

I зона – ламинарный режим движения – прямая I λлам=f(Re). Все опытные точки, независимо oт шероховатости стенок труб располагаются на прямой, дающей значения λ = 64/Re, т. е. соответствуют ламинарному режиму движения Re<Reкр.н.=2300. I зона – ламинарный режим движения – прямая I λлам=f(Re). Все опытные точки, независимо oт шероховатости стенок труб располагаются на прямой, дающей значения λ = 64/Re, т. е. соответствуют ламинарному режиму движения Re<Reкр.н.=2300.

2 зона – весьма небольшой диапазон чисел между I и II прямыми при Reкр.н.<Re <Reкр.в., т.е. от ~2300 до ~3000–4000 (lgRe=3,3–3,6). Зона является переходом от ламинарного режима к турбулентному, коэффициент λ резко возрастает с увеличением Re, но также не зависит от шероховатости λлам-турб=f(Re). 2 зона – весьма небольшой диапазон чисел между I и II прямыми при Reкр.н.<Re <Reкр.в., т.е. от ~2300 до ~3000–4000 (lgRe=3,3–3,6). Зона является переходом от ламинарного режима к турбулентному, коэффициент λ резко возрастает с увеличением Re, но также не зависит от шероховатости λлам-турб=f(Re).

3 зона – прямая II, турбулентный режим движения, область гидравлически гладких труб, λгл=f(Re). После завершения перехода к турбулентному режиму движения характер кривых различен в зависимости от значения r0/Δ. 3 зона – прямая II, турбулентный режим движения, область гидравлически гладких труб, λгл=f(Re). После завершения перехода к турбулентному режиму движения характер кривых различен в зависимости от значения r0/Δ. При больших относительных шероховатостях r0/Δ=15…36 кривые зависимости от значения λ от Re сразу же пересекают прямую II, соответствующую значениям λ по формуле Блазиуса (приведенной ниже) для гидравлически гладких труб, так как высота выступа шероховатости Δ в этих случаях оказывается больше, чем толщина ламинарной пленки d. Для труб с меньшими значениями Δ/r0 в некотором интервале чисел Re значения λ расположены вдоль прямой II, причем этот интервал Re тем больше, чем меньше относительная шероховатость (или чем больше относительная гладкость). При дальнейшем увеличении Re кривые λ = f (Re) удаляются от прямой II. Ориентировочно можно считать что условия существования гладких труб определяются неравенством Reкр.в≤Re ≤ 10d/ Δ.

4 зона – переходная область сопротивления между областью гидравлически гладких труб и квадратичной, между прямыми II и III, турбулентный режим движения, λп=f(Re, Δ/r0). 4 зона – переходная область сопротивления между областью гидравлически гладких труб и квадратичной, между прямыми II и III, турбулентный режим движения, λп=f(Re, Δ/r0). Наклон кривых свидетельствует о связи коэффициента Дарcи с числом Re и относительной шероховатостью. Вблизи прямой II наибольшее влияние оказывает число Re, а ближе к прямой III увеличиваются выступы шероховатости, уменьшается толщина вязкого подслоя и возрастает роль турбулентного режима движения. Границами переходной области можно считать приближенно 10d/ Δ ≤Re ≤ 500d/ Δ.

5 зона – квадратичная область сопротивления – линии правее прямой III (т. е. при числах Re >500 d/ Δ ) турбулентный режим движения λкв=f(Δ/ r0). 5 зона – квадратичная область сопротивления – линии правее прямой III (т. е. при числах Re >500 d/ Δ ) турбулентный режим движения λкв=f(Δ/ r0). При некотором значении Re, тем меньшем, чем больше относительная шероховатость, коэффициент λ перестает зависеть от чисел Рейнольдса (правее прямой III, обозначающей начало квадратичной области), и начинается квадратичная область сопротивления, в которой потери напора по длине пропорциональны квадрату средней скорости. Все прямые линии, соответствующие различной относительной шероховатости, параллельны оси абсцисс, что подтверждает отсутствие связи с числом Re.

Формулы для гидравлически гладких труб. Одной из первых по времени появления является формула Г. Блазиуса дающая достоверные результаты при 4000<Re<105 : кв =0,3164/Rе0,25. Для более широкого диапазона чисел Рейнольдса (от Reкр до нескольких миллионов) применяется формула П.К. Конакова: λгл=/(1,8lg Re–1,52)2.

Из универсальных формул, учитывающих влияние на λ числа Рейнольдса и относительной шероховатости, приведем формулу Кольбрука-Уайта: 1/ =-2lg(2,51/(Re )+0,27d/ Δ), и формулу, предложенную А. Д. Альтшулем: ун=0,( Δ /d+68/Re)0,25. Эти формулы действительны для всех однородных ньютоновских жидкостей для любых поверхностей, а не только для выделенной области

В квадратичной области сопротивления (при Re>500d/) формула для λкв в общем виде представлена следующим образом: В квадратичной области сопротивления (при Re>500d/) формула для λкв в общем виде представлена следующим образом: кв =1/(a lgAR/)2. Величина a=2,3/8x в формуле не зависит от шероховатости стенок, постоянная А зависит от вида шероховатости. По данным опытов Никурадзе для равнозернистой шероховатости А=14,8, x=0,4 тогда а=2. Формула Прандтля – Никурадзе имеет вид: кв =0,25/( lg3,7d/)2. Вполне удовлетворительные результаты получаются также при использовании для гидравлически шероховатых труб формулы Б.Л. Шифринсона: кв =0,11(/d)0,25. По данным Зегжда, для квадратичной области сопротивления и равнозернистой шероховатости: кв =1/(2lg(11,55R/ Δ)2. Для гидравлически шероховатых стальных, чугунных труб больших диаметров 6001200мм (Re>920 000) с учетом их сопротивления в процессе эксплуатации применяются также формулы Ф. А. Шевелева: кв =0,021/Rе0.3 при v> 1,2 м/c . кв =(1,5*10-4/d+1/Re)0.3 при v< 1,2 м/c.

Номограмма Колбрука-Уайта для определения коэффициента гидравлического трения

Местные потери Внезапное расширение трубопровода. Обозначим давление, скорость и площадь сечения потока в сечении 1–1 соответственно через p1, v1 и w2. Сделаем 3 следующих допущения: распределение скоростей в сечениях 1–1 и 2–2 равномерное, т.е. 1=2=1; касательное напряжение на стенке трубы между сечениями 1–1 и 2–2 равно нулю (0=0); давление p1 в сечении 1–1 действует по всей площади w2 . Запишем для сечений. 1–1 и 2–2 уравнение Бернулли с учетом потери напора на внезапное расширение (hвн.р) и, принимая z1=z2, получим P1/+v12/2g= p2/+v22/2g+ hвн.р.

Затем применим теорему механики об изменении количества движения к цилиндрическому объему, заключенному между сечениями 1–1 и 2–2 и стенкой трубы. Для этого определим импульс внешних сил, действующих на рассматриваемый объем в направлении движения, т.е. сил давления. Учитывая, что площади оснований цилиндра слева и справа одинаковы и равны w2, а также считая, что в сечении 1–1 давление p1 равномерно распределено по всей площади w2, получим секундный импульс сил в виде – (p1-p2) w2. Соответствующее этому импульсу изменение количества движения определится как разность между секундным количеством движения, выносимым из рассматриваемого объема и вносимым в него; при равномерном распределении скоростей по сечениям эта разность равна – Q(v2-v1). Приравнивая одно к другому и заменяя  через g, получим (p1-p2) w2=Q ( v2-v1) /g. Разделим уравнение на w2, учитывая, что Q=v2 w2, и преобразуем правую часть уравнения: (p1-p2) w2= Q (v2-v1)  /g , (p1-p2) /  = v2 (v2-v1) / g. Сгруппировав члены и подставив в уравнение Бернулли, получим: hвн.р =v12/2g-v22/2g+ v2(v2-v1)/g.

Сравнение полученного уравнения с ранее записанным уравнением Бернулли показывает полную их аналогию, откуда делаем вывод: Сравнение полученного уравнения с ранее записанным уравнением Бернулли показывает полную их аналогию, откуда делаем вывод: hвн.р=( v2-v1) 2/2g, т.е. что потеря напора (удельной энергии) при внезапном расширении русла равна скоростному напору, подсчитанному по разности скоростей. Это положение называют теоремой Борда-Карно в честь французских ученых. Учитывая уравнение расхода v1 w1=v2 w2 , полученный результат можно записать еще в следующем виде, соответствующем общему способу выражения местных потерь: hвн.р=(v1 – v2)2/2g =(1– w1/ w2)2 v2/2g=(1– d1/d2)2 v2/2g = вн.р v2/2g. Следовательно, для случая внезапного расширения коэффициент местного сопротивления в формуле Вейсбаха определяется выражениями: вн.р1=(1– w1/w2)2 или вн.р2=( w2/w1 –1)2, где w1 и w2 – площади сечений трубопровода соответственно до и после расширения.

Когда площадь w2 весьма велика по сравнению с площадью w1 (а также на выходе из трубы в резервуар, в реку и т. д.), скоростью v2 можно пренебречь. Когда площадь w2 весьма велика по сравнению с площадью w1 (а также на выходе из трубы в резервуар, в реку и т. д.), скоростью v2 можно пренебречь. Коэффициент сопротивления вых =1, тогда hвн.р = v12/2g где v1 – средняя скорость течения воды в трубе.

Внезапное сужение трубопровода Внезапное сужение трубы, русла всегда вызывает меньшую потерю энергии, чем внезапное расширение с таким же соотношением площадей. Внезапное сужение трубопровода Внезапное сужение трубы, русла всегда вызывает меньшую потерю энергии, чем внезапное расширение с таким же соотношением площадей. Коэффициент местного сопротивления при внезапном сужении равен: вн.с=(1/-1)2, где ε – коэффициент сжатия струи, представляющий собой отношение площади сечения сжатой струи в узком трубопроводе wсж, к площади сечения узкой трубы w2: e= wсж/ w2. Коэффициент сжатия струи зависит от степени сжатия потока и может быть найден по формуле Альштуля =0,57+0,043/(1,1-n), где n= w2/w1. Для практических расчетов можно пользоваться формулой вн.с=0,5(1– w2/w1) . Если площадь w1 намного больше площади w2, можно считать, что w2/w1=0 потери на сужение можно найти по формуле: h вн,с =0,5 v22/2g, т.е. потери энергии значительно меньше, чем при внезапном расширении трубопровода. При входе в трубу из резервуара следует принимать также следующие значения коэффициента сопротивления: при острых кромках  вх = 0,4–0,5, при закругленных вх =0,2, при весьма плавном входе  вх=0,05.

Постепенное расширение трубопровода. Течение жидкости в расходящихся переходных конусах (диффузорах) сопровождается уменьшением скорости и увеличением давления. Коэффициент сопротивления для диффузоров зависит от угла конусности и соотношения диаметров. Постепенное расширение трубопровода. Течение жидкости в расходящихся переходных конусах (диффузорах) сопровождается уменьшением скорости и увеличением давления. Коэффициент сопротивления для диффузоров зависит от угла конусности и соотношения диаметров. Для коротких конусов коэффициент сопротивления, отнесенный к более широкому сечению, можно найти по формуле: п.р.=Кп.р. ( w2/w1-1)2, где Кп.р. – коэффициент смягчения при постепенном расширении, зависящий от угла конусности  (значения по данным А.Д. Альштуля и В.И. Калицуна приведены в табл.). п.р=( w2/w1-1)28sin α/2 + Кп.р. ( w2/w1-1)2 , где – среднее для сечений w2 и w1.

Постепенное сужение трубопровода. Коэффициент сопротивления для сходящихся переходных конусов (конфузоров) зависит от угла конусности и соотношения диаметров. Для коротких конусов коэффициент сопротивления может быть найден по формуле Постепенное сужение трубопровода. Коэффициент сопротивления для сходящихся переходных конусов (конфузоров) зависит от угла конусности и соотношения диаметров. Для коротких конусов коэффициент сопротивления может быть найден по формуле п.с.=Кп.с. ( 1/e-1)2, где Кп.с – коэффициент смягчения при постепенном сужении, зависящий от угла конусности a; значения К п.с приведены в табл.. (по данным А. Д. Альтшуля и В. И. Калицуна). п.р= Кп.c. ( 1/ε–1)2+ (1- (w2/w1)2)8 sin ( α/2).

Резкий поворот трубы круглого поперечного сечения на угол a. Внезапный поворот трубы, или колено без закругления обычно вызывает значительные потери энергии, т.к. в нем происходит отрыв потока и вихреобразование. причем эти потери тем больше, чем больше угол. Коэффициент сопротивления можно найти по формуле a=90 (1-сosa), где 90 – значение коэффициента сопротивления для угла 90°; приведены в табл. для ориентировочных расчетов следует принимать 90 =1.

Плавный поворот трубы круглого поперечного сечения (закругленное колено, отвод,). Плавность поворота значительно уменьшает интенсивность вихреобразования, следовательно, и сопротивление отвода по сравнению с коленом. Это уменьшение тем больше, чем больше относительный радиус кривизны отвода . Коэффициент сопротивления рекомендуется находить из формулы a=90 a. Коэффициент 90 – определяется по формуле А. Д. Альтшуля: 90 =(0,2+0,001(100)8 ), где d – диаметр трубопровода; R – радиус закругления. Величина коэффициента  определяется по формуле Б.Б. Некрасова при a<90o a=sin ∙ 0,90; при =90о а=1; при >90o по формуле а=0,7+0,35a/90o

Диафрагма на трубопроводе. Коэффициент местного сопротивления диафрагмы, расположенной внутри трубы постоянного сечения (отнесенный к сечению трубопровода): диафр=(1/(n диафр ) –1)2, где nдиафр = w0/ w – отношение площади отверстия диафрагмы w0, к площади сечения трубы w. Для диафрагмы, расположенной на выходе в трубопровод другого диаметра диафр=(1/(n диафр )-1/m)2 где m= w2/ w1, n диафр = w0/ w1. При выходе из трубы через диафрагму в конце трубопровода вых= 1/(/(n диафр )2.

Местные потери в трубах при малых и больших числах Рейнольдса и взаимное влияние местных сопротивлений При движении жидкости с малыми числами Рейнольдса коэффициенты местных сопротивлений зависят не только от геометрических характеристик сопротивления, но и от числа Рейнольдса и могут быть при ориентировочных расчетах найдены по формуле А. Д. Альтшуля: =A/Re + кв, где кв – значение коэффициента местного сопротивления в квадратичной области; Re – число Рейнольдса, отнесенное к нестесненному сечению трубопровода. Для арматуры, полностью открытой, и при отсутствии необходимых данных о значении А можно принимать A=500 кв.

Местные потери напора часто суммируют в соответствии с принципом наложения потерь, согласно которому полная потеря напора представляет собой арифметическую сумму потерь, вызываемых отдельными сопротивлениями. Принцип наложения потерь дает надежные результаты лишь в случае, если расстояние между отдельными местными сопротивлениями достаточно велико для того, чтобы искажение эпюры скоростей, вызнанное одним из них, не сказывалось на сопротивлении, лежащем ниже по сечению. Для этого необходимо (по А.Д. Альштулю), чтобы местные сопротивления отстояли друг от друга не ближе чем: Lвл=0,5d , где d – диаметр трубопровода, - коэффициент потерь для данного сопротивления, λ – коэффициент гидравлического трения трубы, на которой расположено местное сопротивление. Формула действительна для турбулентного движения.

Иногда местные потери напора выражают в виде эквивалентной длины (lэ) прямого участка трубопровода, гидравлическое сопротивление которого равно местному сопротивлению: Иногда местные потери напора выражают в виде эквивалентной длины (lэ) прямого участка трубопровода, гидравлическое сопротивление которого равно местному сопротивлению: hм= hл = откуда lэ/d=м/λ. Поскольку коэффициент гидравлического трения λ зависит от числа Рейнольдса и относительной шероховатости, эквивалентная длина при одном и том же значении коэффициента x может иметь различные значения в зависимости от величины λ.

При больших числах Рейнольдса в первом приближении: Lвл /d(30…40)d. При малых числах Рейнольдса (большие значения λ) взаимное влияние местных сопротивлений проявляется слабее, длина влияния местного сопротивления имеет меньшую величину и приближенно может быть оценена по формуле: Lвл/d =1,25. Формулы получены из обработки опытов Р.Е. Везиряна.