Обтекание угла идеальной жидкость

Обертоны в звуковой волне 535, 542 Обтекание угла идеальной жидкостью 45 [c.732]

Пузыри объемом более 2 см > 0,8 см) можно представить в виде правильного сферического сегмента радиусом Л и телесным углом 20Q (рис. 5.11). Высота этого сегмента h и диаметр донной части 2а легко выражаются через Л и бд. Лобовая поверхность газовых пузырей, имеющих форму сферического сегмента, обтекается безотрывно и может рассматриваться как свободная поверхность жидкости. Опытные наблюдения показывают, что зона отрыва потока за пузырем размещена обычно внутри приблизительно сферического объема того же радиуса Л (см. рис. 5.8). Таким образом, обтекание пузырька, имеющего форму сферического сегмента, на передней части его поверхности можно рассматривать как обтекание сферы идеальной жидкостью, т.е. использовать в анализе результаты 5.2. [c.220]

ЧАПЛЫГИНА — ЖУКОВСКОГО ПОСТУЛАТ—положение, согласно к-рому при безотрывном обтекании профиля крыла потоком идеальной жидкости или газа точкой плавного схода струй с его контура является хвостовая точка профиля. При этом предполагается, что хвостовая точка есть точка заострения. Если бы при безотрывном обтекании профиля идеальной жидкостью струи сходили с его контура не в хвостовой точке, а в к.-л. другой, то в угл. точке или точке заострения на хвостике скорость была бы бесконечно большой, что физически невозможно. Это обстоятельство можно рассматривать как обоснование Ч.—Ж. п. постулат является условием того, чтобы при обтекании профиля с одной острой кромкой скорость во всех точках была конечной. [c.447]

Согласно теории тонкого профиля, в идеальной жидкости производная коэффициента подъемной силы сечения по углу атаки равна 2я, а фокус расположен на расстоянии четверти хорды от носка. Поэтому необходимо ввести в формулы нестационарной теории профиля поправки, учитывающие реальные значения производной коэффициента подъемной силы и действительное положение фокуса. Первая поправка состоит в умножении выражений для подъемной силы и момента на отношение а/2п, где а — производная коэффициента подъемной силы реального профиля по углу атаки. Для профилей лопастей обычно принимают а = 5,7, если не учитывается влияние сжимаемости. Временно обозначив введенную ранее относительную координату продольной оси лопасти через а (а не а, как ранее), напомним, что по теории тонкого профиля при прямом обтекании фокус располагается на расстоянии — Ь за про-< [c.487]

Заметим, однако, что проблема устранения парадоксов нулевой подъемной силы (лобового сопротивления) и бесконечности скорости решается значительно труднее в задачах обтекания контуров, которые имеют острые углы, обращенные острием внутрь контура. Здесь схема идеальной жидкости часто дает большое отклонение от действительности. Некоторые из таких задач мы рассмотрим в дальнейшем изложении. [c.167]

Если величина е =/(а , О в последней формуле регламентирована соответствующими зависимостями работы [8], то в выборе расчетного угла атаки этот метод допускает известный произвол расчетный угол атаки для рекомендованных величин номинальных отклонений может назначаться в диапазоне —5<1 < 5. При этом, как видно из формулы (2)- большим величинам угла атаки соответствуют меньшие значения угла изгиба профиля, а меньшим величинам угла атаки — большие значения угла изгиба профиля при одних и тех же значениях е, а и I. Качественно подобная связь между расчетным углом атаки и изгибом профиля не вызывает сомнений, однако структура зависимости расчетного угла атаки от изгиба профиля требует дополнительного обоснования и уточнения. В этом случае некоторые результаты могут быть получены путем привлечения методов, основанных на использовании результатов теории обтекания решеток профилей идеальной жидкостью. [c.69]

Утверждение 2 известно как условие Бриллюэна-Вилла в задачах обтекания тел идеальной сжимаемой жидкостью [7]. Совпадение не является удивительным, ибо только в данном диапазоне скоростей предельным переходом С2 —> О можно перейти к случаю дозвукового движения тела в жидкости. Однако, другой вырожденный случай (3 = О с = не имеет аналога при обтекании жидкостью — продольная составляющая поля тогда вырождается, т.е. тождественно обращается в нуль, а граничные условия удовлетворяются набором поперечных волн, отсутствующих в случае с жидкостью Ф(0 = -H(QH(l - Qf (Q- Фронты волн при этом направлены под углом 45°, напряжения и скорости принимают ненулевые значения только в коридоре О х -у I при условии отрыва f (x)> О, так как теперь (т х, 0) = -/ (х)), а каверна имеет постоянную ширину. [c.664]

При исследовании вопросов теории подъемной силы можно было исходить из уравнений движения идеальной жидкости. Для профилей крыльев существенные отклонения теоретических данных от эксперимента имеют место только при больших углах атаки, когда плавность обтекания нарушается и за крылом возникают вихревые движения жидкости. Нарушение плавности обтекания крыльев при больших углах атаки обусловлено влиянием вязкости жидкости. Мы видели, что нарушение симметрии течения, обусловленное наличием присоединенного вихря (наличием циркуляции), приводит к возникновению силы, перпендикулярной к скорости потока на бесконечности, т. е. к возникновению подъемной силы. Возникновение силы лобового сопротивления обусловлено влиянием вязкости жидкости. Это влияние может проявляться или непосредственно благодаря возникновению местных касательных сил, проекция результирующей которых па направление скорости потока в бесконечности дает силу сопротивления трения, или в таком коренном изменении картины обтекания тела, обусловливающем нарушение симметрии течения по отношению к прямой, перпендикулярной к скорости потока на бесконечности, при котором проекция результирующей [c.315]

Безвихревое течение идеальной жидкости рассматривается достаточно широко потому, что при этом могут быть решены многие важные физические задачи, такие, как обтекание углов, плотин, несущих поверхностей самолета, различных конструкций. Идеальное безвихревое течение представляет собой некоторое приближе ние к реальному физическому процессу. При этом предполагается, что между жидкостью и обтекаемой поверхностью нет трения (идеальная жидкость) и вращательное движение частиц жидкости отсутствует (безвихревое течение). [c.166]

При обтекании с умеренными числами Рейнольдса у поверхности пузырька возникает тонкий пограничный слой вязкого течения, скорость у поверхности пузырька U складывается из скорости течения идеальной жидкости вне пограничного слоя Ux и малого изменения скорости в пределах пограничного слоя dU. Касательная составляющая (Аи) зависит от угла 9, который отсчитывается от точки разветвления набегающего потока [19]. [c.292]

Таким образом, в сверхзвуковом потоке идеальной жидкости появляется особый вид сопротивления — волновое сопротивление, зависящее от потерь в скачках, а следовательно, от формы и интенсивности скачков. Как мы видели, форма скачка и его интенсивность зависят от формы тела и скорости обтекания. Учитывая, что при уменьшении угла отклонения о (а, следовательно, и ) потери в скачке уменьшаются, можно заключить, что остроконечные тела в сверхзвуковом потоке должны обладать меньшим сопротивлением, чем тела, имеющие скругленную форму. [c.158]

Имея в виду пояснить далее (в 15-5) главным образом качественный характер формирования свободной поверхности плановых потоков, образующихся в различных каналах, рассмотрим предварительно (в настоящем параграфе) обтекание идеальной жидкостью (при i — 0) одной боковой стенки потока, имеющей малые углы Д9 поворота в плане, которые должны порождать (как и стержень, рассмотренный в 15-3) волны возмущения малой высоты. [c.458]

Например, из теории потенциальных плоскопараллельных течений идеальной несжимаемой жидкости ) известно, что точки излома линий тока являются критическими точками, при обтекании входящих в область течения углов в угловых точках возникают, вообще говоря, бесконечно большие скорости. [c.376]

Для двух геометрически подобных крыловых профилей гидродинамическое подобие потребовало бы еще одинаковости углов атаки и, кроме того, выполнения постулата Чаплыгина о конечности скорости на задней острой кромке. Пространственные обтекания геометрически подобных тел, подобно размещенных в однородных потоках идеальных несжимаемых жидкостей с различными скоростями, подобны между собой. [c.367]

В последнее время были проведены некоторые расчеты отрывных нестационарных течений идеальной (невязкой) жидкости, в которых заранее постулировалось наличие тангенциальных разрывов, начинающихся на поверхности тела [14, 15]. Возможно, что такие течения отражают в основных чертах истинное течение при очень больших числах Рейнольдса, хотя полной ясности в этом вопросе еще не достигнуто. Одним из важных вопросов является в этом случае определение положения точки отрыва в каждый момент времени. В случае обтекания пластины с острыми кромками под большим углом атаки, когда положение точек отрыва на кромках можно постулировать заранее, расчеты показывают довольно правдоподобную Каргину нестационарного отрывного течения со сходом вихрей с кромок пластины. При нестационарном обтекании гладких тел (например, цилиндра) точка отрыва перемещается по поверхности тела и ее положение заранее неизвестно. В работе [141 предполагается, что в этой точке тангенциальный отрыв направлен по касательной к поверхности тела. В рамках численной схемы расчета с применением дискретных вихрей, распределенных по тан- [c.237]

На примере отрывного нестационарного обтекания идеальной несжимаемой жидкостью цилиндра, расширяющегося с постоянной скоростью, -нестационарного аналога стационарного обтекания конуса под углом атаки, демонстрируется невязкий"характер природы несимметрии. Несимметричная структура течения реализуется нри симметричном положении точек схода вихревых пелен. Это свидетельствует о вторичной роли вязкости, которая может проявляться через обратное"влияние на положение точек схода. Обнаружены новые несимметричные решения и способы их возникновения, отличные от классической бифуркации симметричного решения. При отборе реализующихся"решений наряду с исследованием устойчивости проводится анализ глобальной картины автомодельных"линий тока. Последняя должна соответствовать схеме, принятой при построении теоретической модели. [c.246]

Это условие заключается в требовании, чтобы скорость жидкости не обращалась в бесконечность на острой задней кромке крыла напомним в этой связи, что при огибании угла идеальной жидкостью скорость в вершине угла обращается, вообдце говоря, в бесконечность по степенному закону (задача 6 10). Можно сказать, что поставленное условие означает, что струи, стекающие с обеих сторон крыла, должны плавно смыкаться без того, чтобы поворачивать вокруг острого угла. Естественно, что при выполнении этого условия решение задачи о потенциальном обтекании приведет к картине, наиболее близкой к истинной, при которой скорость везде конечна, а отрыв происходит лишь у самой задней кромки. Решение становится г[осле этого вполне однозначным и, в частности, определяется и нужная для вычисления подъемной силы циркуляция Г. [c.261]

Отметим характерные отличия распределений давлений при медленном обтекании шара вязкой жидкостью от обтекания его идеальной жидкостью 1) в идеальной жидкисти коэффициент давления зависит только от относительного расположения точки (угла 0), в которой давление определяется, н не завнсит от размеров тела, скорости и плотности жидкости в вязкой жидкости коэффициент давления является функцией числа Рейнольдса обтекания, т. е. зависит от абсолютного размера тела, от скорости, плотности и вязкости жидкости, 2) распределение давления по поверхности шара не симметрично относительно миделевой плоскости, так что главный вектор сил давления при обтекании шара вязкой жидкостью отличен от нуля (парадокс Даламбера ие имеет места), 3) коэффициент давления в критических точках не равен единице он зависит от числа Рейнольдса и имеет разные знаки [c.501]

Обратимся к решению (3.59) при Ь = 0. Среди прочих течений вязкой или идеальной жидкости оно позволяет воспроизвести один из типов разрушения вихря. Это явление описано Верле [18] и послужило предметом многочисленных исследований. Обзоры работ по изучению этого вихревого образования можно найти в [19-24]. Там же и в альбоме Ван Дайка [25] представлены фотографии явления при обтекании под углом атаки треугольного крыла с острой передней кромкой, а также в трубах с закрученным вокруг оси потоком. На фотографиях течений в статьях Лейбовича [21] и Эскудиера [23] видна структура вихревых образований. Вихревая система утолщения ( пузыря ) включает либо один сомкнувшийся на оси кольцевой вихрь [23], либо два, один из которых вложен в другой [21, 23]. В работах [19-23] проведена аналогия между вихревым образованием и отрывом потока вязкой жидкости от [c.212]

Экспериментальное значение коэффициента сопротивления пластины, поставленной нормально к потоку, может достигать значений G = 2. Следует, однако, иметь в виду, что структура течения в ближнем следе, а значит, и давление на тыльной стороне обтекаемого тела существенно зависят от числа Рейнольдса. По рис. 10.2 можно проследить характер изменения структуры потока за сферой при изменении Re от 9,15 до 133, а по рис. 10.7 — за цилиндром при Re == 0,25. .. 57,7. Но возможны и другие конфигурации потока. Они в значительной степени определяются также формой и положением обтекаемого тела. Так, например, при обтекании цилиндрических тел крылового профиля при малом угле атаки (см. рис. 8.30, а) возможно практически безотрывное течение, при котором форма линий тока для вязкой жидкости близка к форме этих линий для идеальной жидкости. Но при возрастании угла атаки увеличиваются положительные градиенты давлений на выпуклой части поверхности профиля и это в итоге приводит и отрыву пограничного слоя, который быстро сверты- [c.391]

При обтекании тела сверхзвуковым потоком перед телом возникает скачок уплотнения при переходе через скачок энтропия газа растет, а скорость уменьшается. Таким образом, в сверхзвуковом потоке идеальной жидкости появляется особый вид сопротивления—в олновоесопро-тивление, зависящее от потерь кинетической энергии в скачках, а следовательно, от формы и интенсивности скачков. Как мы видели, форма скачка и его интенсивность зависят от формы тела и скорости обтекания. Учитывая, что при уменьшении угла отклонения (а следовательно, и Р) потери в скачке уменьшаются, можно заключить, что остроконечные тела в сверхзвуковом потоке должны обладать меньшим сопротивлением, чем тела, имеющие скругленную форму. [c.134]

Подобие обтеканий тел идеальной, лишенной внутреннего трения (вязкости) несжимаемой жидкостью (или, что то же, идеальным газом при малых числах Маха) обеспечивалось простым геометрическим подобием обтекаемых тел и их подобным расположением относительно набегающих на них потоков в сравниваемых течениях (равенством углов атаки и других углов, определяющих положение тела относительно набегающего на него однородного потока). [c.367]

Итак, обтекание крыла (или пластинки, наклоненной под углом) реальной жидкостью может быгь представлено как плавное течение идеальной жидкости, показанное на рис. 320, на которое наложено еще циркуляционное течение вокруг пластинки, показанное на рис. 322, а. [c.399]

Возникновение этих составляющих обусловлено существованием пограничного слоя на поверхности тел при обтекании их вязкой жидкостью. Причины появления силы трения и методика расчета ее величины были изучены в гл. 15. Сила лобового сопротивление давления Ях д возникает вследствие взаимодействия пограничного слоя с внешним потоком. Для простоты, рассмотрим обтекание симметричного профиля при нулевом угле атаки. При обтеканиц его идеальной жидкостью сила сопротивления давления, действующая на переднюю часть профиля Ях дп, полностью уравновешивается силами давления тяги, действующими на кормовую часть профиля дк и сопротивление давления равно нулю. [c.347]

Как было показано в гл. VII (т. 1), при обтекании тел поступательным потоком беразмерные характеристики поля скоростей в идеальной несжимаемой жидкости определяются системой безразмерных параметров xld, y/d, zld, а, Р, где d — характерный размер тела, а, Р — углы, задающие ориентацию тела относительно скорости набегающего потока. Безразмерное отношение vjv не зависит от скорости, плотности и давления в набегающем потоке и получается постоянным при фиксированных безразмерных координатах xld, yid, z/d, а, р. Максимальное значение Отах/ оо соответствует вообще одной вполне определенной точке на поверхности тела. При учете сжимаемости в случае адиабатических движений совершенного газа получается [c.33]

В постановке и решении ряда задач аэродинамики, в частности для схематизации движения воздуха и его действия на тела, немаловажную роль ыграли различные гидродинамические модели [26] При этом большую роль сыграли ударная теория сопротивления И. Ньютона (1686 г.), теория идеальной несжимаемой жидкости, разработанная Д. Бернулли (1738 г.) л Л. Эйлером (1769 г.), теория вязкой несжимаемой жидкости, созданная А. Навье (1822 г.) и Дж. Г. Стоксом (1845 г.), теория струйного обтекания тел, развитая Г. Гельмгольцем (1868 г.), Г. Кирхгофом (1869 г.), а в дальнейшем Рэлеем (1876 г.), Д. К. Бобылевым (1881 г.), Н. Е. Жуковским (1890 г.), Дж. Мичеллом (1890 г.), А. Лявом (1891 г.). Особое значение для становления аэродинамики имели работы Г. Гельмгольца, заложившего основы теории вихревого движения жидкости (1858 г.). В начале XIX в. появились понятия подъемной силы (Дж. Кейли) и центра давления. Дж. Кейли впервые попытался сформулировать основную задачу расчета полета аппарата тяжелее воздуха как определение размеров несуш,ей поверхности для заданной подъемной силы [27, с. 8]. В его статье О воздушном плавании (1809 г.) предложена схема работы плоского крыла в потоке воздуха, установлена связь между углом атаки, подъемной силой и сопротивлением, отмечена роль профиля крыла и хвостового оперения в обеспечении продольной устойчивости летательного аппарата я т. п. [28]. Кейли также занимался экспериментами на ротативной маши-де. Однако его исследования не были замечены современниками и не получили практического использования. [c.283]

При изучении обтекания жидкостью твердых тел свойства жидкости и характер ее движения должны сказываться на результатах исследования. Панример, если мы имеем жидкость идеальную и движугцуюся с потенциалом скоростей (без вихрей), то при обтекании ею какого-нибудь твердого тела нельзя ожидать, согласно сказанному выгае, проявления вихрей около поверхности твердого тела. Напротив, если жидкость вязкая, то на границе обтекаемого ею твердого тела должны возникать вихри, которые затем могут отделиться от тела и проникнуть в поток жидкости за ним. Кроме того, характер обтекания зависит от формы препятствия одно дело, если мы имеем препятствие с правильными плавными очертаниями, и другое дело, если обтекаемый предмет имеет острые концы и углы. [c.110]

Перейдем теперь к решению общей задачи в прямой, имеющей непосредственное практическое применение постановке определим плоское безвихревое течение идеальной несжимаемой жидкости при заданных твердых границах и условиях г абегания потока. Рассмотрим задачу плоского обтекания любого замкнутого, себя не пересекающего плавного контура, а затем перейдем к наиболее важному частному случаю обтекания крылового профиля. Под крыловым профилем понимают плавный, вытянутый в направлении набегающего на него потока, замкнутый и самонепересекающийся геомет])ический контур с закругленной передней кромкой ( лоб профиля) и заостренной задней кромкой ( хвост профиля). Отрезок прямой, соед1 яяющей некоторую точку передней кромки с вершиной угла на задней кромке, называют хордой крылового профиля (выбор хорды может быть весьма разнообразен), а длину хорды— длиной профиля максимальную толщину профиля в направлении, перпендикулярном к хорде, называют толщиной профиля, а отношение толщины к длине — относительной толщиной крылового профиля. Угол, образованный вектором скорости набегающего потока вдалеке от профиля (вектором скорости на бесконечности ) и направлением хорды, носит наименование угла атаки. Условившись в этой обычной терминологии, [c.222]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...