Обтекание сферы распределение давления

Такие тела (картина их обтекания и распределения давления на них показаны на рис. 5.18—5.20) будем называть сильно-затупленными в отличие от гладких тел (типа сферы, цилиндра), давление на которых следует ньютонианской теории. [c.153]

Теперь несложно найти распределение давления в потоке, касательное напряжение на границе сферы и полную силу сопротивления при обтекании сферы. Записывая уравнение (5.16) в проекции на одну из осей координат, например на ось г, и используя при этом выражение (5.17) и найденное выше значение , получаем [c.197]

Рис. 5.4. Распределение давления вдоль меридиана сферы при обтекании ее вязкой (кривая I) и идеальной (кривая 2) жидкостями

Следует напомнить [38], что в однофазном потоке переход к автомодельному режиму обтекания объясняется независимостью положения точки отрыва ламинарного пограничного слоя от числа Рейнольдса. Кризис сопротивления развивается вследствие турбу-лизации слоя в точке отрыва и смещения последней по потоку при этом резко улучшается обтекаемость шара (цилиндра). Сопоставляя значения соответствующих чисел Рейнольдса (табл. 1.1), можно заключить, что появление мелких и крупных капель влаги существенно влияет на механизм обтекания плохообтекаемых тел. При обтекании потоком с мелкими каплями распределение давления по обводу сферы практически не меняется до точки минимума давления М (рис. 1.6). Однако на диффузорном участке MS обнаруживаются заметные отличия градиенты давления возрастают и точка отрыва 5 смещается против потока. Обтекаемость сферы [c.17]

Из симметрии распределения давлений следует, что главный вектор всех сил давления равен нулю. Б этом заключается парадокс Даламбера в случае обтекания сферы потенциальным потоком идеальной несжимаемой жидкости. [c.192]

Как видно непосредственно из последней формулы, в силу симметрии главный вектор сил давления потока идеальной жидкости на поверхность сферы будет равен нулю. Сфера при своем равномерном Движении в идеальной жидкости не испытывает со стороны последней никакого сопротивления. В этом заключается частный случай Известного парадокса Даламбера, о котором уже была речь во введении и в гл. V о плоском безвихревом движении. В рассмотренном только что случае сферы этот парадокс следует из соображений симметрии распределения давления по поверхности сферы, однако парадокс верен и при несимметричных обтеканиях. [c.409]

Другим следствием этого закона является слабая зависимость распределения давления по лобовой части тела плавной формы от условий обтекания. Например, для сферы, движущейся в атмосфере Земли со скоростями 7оо 2000 м/с, кривые р(р для совершенного газа, равновесных или неравновесных процессов, располагаются в узкой полосе, центральная линия которой аппроксимируется формулой (рис. 5.10) [c.136]

Примеры расчетов обтекания тела, затупленного по сфере под углом атаки а = 30° = представлены на рис. 4.9. В этом слу чае выбрана произвольная криволинейная система координат, которая постепенно разворачивается до некоторого предельного положения Si. На рис. 4.10 представлено распределение давления на обтекаемом теле. Следует отметить, что в зависимости от расстояния от точки торможения распределение давления и плотности на сферической части совпадает со значениями давления и плотности на сфере. Если линии сопряжения в геометрии обтекаемого тела лежат в сверхзвуковой области, то они практически не влияют на характер течения вблизи точки торможения до углов 0 = 60°. [c.215]

Представленное на рис. 10.12, в распределение этого коэффициента соответствует обтеканию тела вращения с затупленной передней частью (рис. 10.39,а). Вдоль сферической затупленной поверхности коэффициент давления резко уменьшается. В окрестности сопряжения сферического носка с конусом происходит дальнейшее снижение этого коэффициента. Его минимальное значение достигается на расстоянии отточки О, равном примерно пяти радиусам сферы. Затем коэффициент давления медленно выравнивается до значения р на остром конусе и снова резко падает в точке К (в месте сопряжения с цилиндром). [c.514]

Значение С в для сферы примерно вдвое меньше соответствующего значения для кругового цилиндра. Этот факт можно установить из рассмотрения распределения статического давления. Распределение статического давления по сфере и цилиндру, приведенное в разд. 1 гл. I, показывает, что различие между распределениями статических давлений по теории потенциального течения и при обтекании вязкой жидкостью для сферы меньше, чем для кругового цилиндра, что в результате приводит к меньшему полному сопротивлению. [c.116]

Мысленно можно представить схему обтекания той же сферы с выступающей вперед заостренной областью, заполненной газом и отделенной от внешнего потока поверхностью тангенциального разрыва (рис. 3.17.1, в). В этой области газ либо покоится и давление его постоянно (схема обтекания Чаплыгина), либо эта область заполнена циркулирующим в ней завихренным потоком. Давление в первом случае в области покоя перед сферой может быть различным (больше давления в бесконечности, но меньше давления торможения набегающего потока), и величина этого давления определяет размер и форму области во втором случае произвол в выборе течения в области перед телом еще больше и связан с различным заданием распределения завихренности по линиям тока в этой области. [c.328]

Одним из простейших примеров потенциальных течений является установившееся обтекание потоком несжимаемой невязкой жидкости сферы радиуса R с центром в начале координат Предположим, что скорость нееозмущснного потока параллельна оси и имеет величину V. Решение получаегся наложением течения, вызванного диполем, на однородный поток, В результате легко вычислить теоретическое распределение давлений вокруг сферы для течения. Если не учитывать гидростатические силы, то оказывается, что распределение давлений впереди и позади сферы вполне симметрично и, следовательно, результирующая сила давления равна нулю. Аналогичный результат можно получить и для нулевой подъемной силы, что находятся в явном противоречии с каждодневным опытом. [c.64]

В диапазоне очень низких чисел Рейнольдса (Reтечении около сферы. Хотя для задачи об обтекании цилиндра также имеется аналитическое решение, однако диапазон его применимости слишком мал, чтобы иметь большое практическое значение. Когда число Рейнольдса становится больше примерно пяти, происходит отрыв ламинарного пограничного слоя. Как говорилось в 10-3, явление отрыва в рассматрнваемо.ч случае обусловлено обратным перепадом давления и кривизной границы. Распределение давления при потенциальном течении (рис. 15- 1) показывает, что вблизи 0 = 90° имеется сильный обратный перепад давления. При 5цилиндра устойчиво ра.сполагаются два вихря (зоны вращательного движения разных знаков. Прим. ped.), за которыми вниз по течению следует извилистый вихревой слой.. Область течения позади тела, в которой происходят изменения, обусловленные присутствием тела, называется следом. В выше упомянутом диапазоне чисел Рейнольдса след целиком ламинарный. [c.403]

Из последней формулы имеем, что давление будет одинаково в точках шара, расположенного симметрично относительно плоскости 9=я/2. Отсюда следует, что суммарное давление, оказываемое жидкостью на шар, равно нулю, т. е. шар, обтекаемый жидкостью, не испытывает сопротивления. Этот результат при больших скоростях набегающего потока, противоречащий опыту, называется, по аналогии с соответствующим плоским случаем, парадоксом Даламбера. Он указывает на то, что схема безотрывного обтекания сферы поступательным потоком, скорость которого не слишком мала, не имеет места. В посдеднем случае с поверхности шара срывается поток, который образует за шаром вихри, существенно изменяющие всю картину обтекания шара и распределения давления на нем. [c.184]

В подтверждении этого закона подобия на рис. 5.21 приведены отходы ударной волны б, радиусы ее кривизны на оси симметрии и величины звукового угла на теле со для широкого диапазона условий гиперзвукового обтекания сферы равновесно-дис-социирующим воздухом и совершенным газом (распределение давления на теле в этой области зависит от к лишь через величину что следует из рис. 5.10 и аппроксимирующей формулы (5.3.8)). Эти данные хорошо аппроксимируются корреляционными формулами [c.156]

Как показал тщательный эксперимент, проведенный Г. М. Рябинко-вым [13], в расчетах был достигнут весьма высокий уровень точности. (На рисунках 8.3-8.5 приведены полученные расчетом и в эксперименте формы отошедшей ударной волны при обтекании сферы и эллипсоидов вращения при разных числах Моо на рисунках 8.6, 8.7 даны сравнения распределения давления по сфере и эллипсоиду. Парис. 8.8 воспроизведено [13] сравнение с экспериментом зависимости от Моо величины отхода ударной волны при обтекании сферы.) Рассмотренная задача оказалась, по существу, первой задачей трансзвуковой вихревой аэродинамики, в рамках которой удалось сформулировать и понять ряд новых и интересных явлений, некоторые из которых анализируются ниже. [c.220]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...