Течение двумерное ламинарное

В работе [102] проведено численное исследование двумерных ламинарных течений вязкого теплопроводного газа в соплах Лаваля в широком диапазоне чисел Ке при различных геометрических параметрах сопел. Алгоритм расчета основан на явной схеме типа предиктор-корректор и методе установления. Он предусматривает возможность расчета течений с закруткой потока. В качестве [c.349]

То обстоятельство, что неустойчивость двумерного ламинарного течения так тесно связана с наличием точек перегиба в профиле скоростей, наводит на мысль о существовании простого физического объяснения этого явления. Так как основное уравнение для неустойчивости в сущности является вихревым, то следует ожидать, что точка перегиба указывает на максимум или минимум величины вихря. Сейчас мы дадим объяснение рассматриваемых явлений с этой точки зрения, о чем уже было упомянуто в 4.1, [c.75]

Рассмотрим разностные схемы расчета пространственного турбулентного пограничного слоя. В настоящее время разработаны конечно-разностные методы расчета задач двумерного ламинарного и турбулентного пограничных слоев. Особое место среди них занимают методы повышенного порядка точности [30, 31]. Эти методы позволяют значительно сократить число расчетных узлов в направлении, перпендикулярном к поверхности, что особенно важно при численных расчетах турбулентных режимов течения, а также течений с физико-химическими превращениями. Разработаны методы повышенной точности аппроксимации производных в касательном направлении к поверхности. [c.329]

Для численного интегрирования уравнений пространственного турбулентного пограничного слоя в работе [44—45] использован конечно-разностный метод повышенной степени точности,, предложенный для двумерных задач в работе [30]. Этот метод получил широкое применение при исследовании течений в двумерных ламинарных и турбулентных пограничных слоях [26]. Численный метод обеспечивает повышенный (четвертый) порядок точности интегрирования по нормальной к поверхности координате.. Используются граничные условия общего вида, при этом порядок точности интегрирования и вычислительный алгоритм остаются однородными. В направлениях, касательных к поверхности, задаются также неравномерные интервалы интегрирования в зависимости от интенсивности перестройки течения. Конечно-разностная схема основывается на двух- и трехслойных пространственных, шаблонах. [c.333]

При некоторых условиях двумерный ламинарный пограничный слой около вогнутой поверхности может потерять устойчивость [1]. Внутри пограничного слоя появляются вытянутые в направлении потока вихри Гертлера и течение из двумерного становится трехмерным. Такой переход происходит при превышении [c.75]

На основе численного моделирования нестационарного двумерного ламинарного обтекания кругового цилиндра с перфорированным кожухом проанализирован способ управления течением в следе за счет переброски части потока из передней точки торможения по внутренним каналам к окнам в кожухе в зоне отрыва. [c.44]

В химически неравновесных потоках параметры Т, р, рйо и т. д., рассчитанные по уравнениям (1.9) — (1.17) и системе (1.18), будут отличаться в зависимости от точности одномерного опис.ания двумерного процесса. Для ламинарного режима течения данная методика может привести к большим погрешностям расчета. [c.20]

Рассмотрены ламинарные течения вязкой несжимаемой жидкости и теплообмен в каналах при произвольном малом отклонении их поверхности от цилиндрической. Приведена линейная система уравнений и граничных условий для возмущенных динамических и тепловых полей, полученная путем линеаризации полной системы уравнений Навье-Стокса около решения для развитых течений в цилиндрических трубах произвольного сечения. Для практически важного случая, когда возмущения поверхности каналов сосредоточены на участке конечной длины, показано, что интегральные динамические и тепловые характеристики каналов находятся без решения трехмерных уравнений путем перехода к эффективным двумерным краевым задачам, сложность решения которых не выше, чем для развитых течений. Дано обобщение развитой теории на течения с силовыми источниками малой эффективности. Рассмотрены приложения к плоским каналам и круглым трубам с возмущенными поверхностями. [c.374]

Переход ламинарного режима течения жидкости в турбулентный связан с потерей устойчивости ламинарного движения при наложении на него малых возмущений в виде двумерных колебаний, распространяющихся в направлении основного течения. При малых числах Re эти колебания являются затухающими. При больших числах Re амплитуды колебаний с течением времени растут в широком спектре частот. Вследствие этого возникают вихри крупного размера. Вихревое те- [c.83]

Рассмотрим двумерное установившееся ламинарное течение несжимаемой жидкости между параллельными пластинами в случае, когда верхняя пластина движется со скоростью С/ в направлении оси х по отношению к нижней пластине (рис. 6-4). [c.125]

Существующие теории устойчивости предполагают, что неустойчивость наступает одновременно во всей области течения, где достигнуты критические условия. Так, для двумерного пограничного слоя на плоской поверхности состояние неустойчивости должно было бы наступить по всей длине некоторой линии, перпендикулярной направлению течения. Это показано схематически на рис. 11-5,а. Однако, судя по всему,, в действительности это не так. Турбулентные возмущения появляются сначала в ограниченных зонах или пятнах внутри жидкости [Л. 3]. Эти пятна растут по мере того, как они сносятся вниз по потоку, вторгаясь в ламинарно текущую жидкость, нока отдельные пятна не сольются между собой. Распространение и развитие турбулентных пятен иллюстрируются на рис. 11-5,6. Таким образом, возникновение турбулентности трехмерно по своему су- [c.228]

В качестве другого примера рассмотрим применение уравнений Навье — Стокса в форме уравнений Рейнольдса к двумерному турбулентному пограничному слою около плоской или слабо искривленной поверхности, используя тот же метод оценки порядка величин, который применялся в гл. 8 для ламинарного течения. Пренебрегая массовыми силами, получаем [c.240]

Ниже приводятся основные уравнения движения и энергии Для излучающего газа, рассмотрено, какие упрощения могут быть сделаны в случае течения в пограничном слое, н.а типичных примерах проиллюстрирована математическая формулировка задачи о совместном действии конвекции и излучения в пограничном слое, обсуждены методы решения и результаты. В связи с тем что при рассмотрении радиационного теплообмена основ-, ное внимание будет уделено получению общего решения уравнений пограничного слоя, соответствующие течению в пограничном сЛое упрощения и автомодельные решения будут приведены только для двумерного установившегося пограничного слоя с излучением. Однако преобразованные уравнения двумерного пограничного слоя будут представлены в обще,м виде, так что из них можно будет легко получить некоторые частные случаи. Для простоты анализ будет проведен только для серого газа и ламинарного режима течения. Распространение этих результатов на случай несерого газа потребует лишь учета в радиационной части задачи селективности излучения. [c.525]

Во многих случаях дифференциальные уравнения в частных производных ламинарного пограничного слоя могут быть заменены системой обыкновенных дифференциальных уравнений посредством введения новых переменных, называемых автомодельными переменными. Шлихтинг [27] приводит исчерпывающий анализ преобразований подобия уравнений пограничного слоя для сЛучая течения неизлучающего газа. В работе [39] описано приложение теории однопараметрических групп (развитой в [40]) для уменьшения числа независимых переменных в системе дифференциальных уравнений в частных производных. В этом разделе будет описано преобразование уравнений стационарного двумерного пограничного слоя при ламинарном обтекании клина сжимаемой излучающей жидкостью. Из этих общих преобразованных уравнений для клина легко получить соответствующие уравнения для течения на плоской пластине и в окрестности передней критической точки. [c.536]

Рассмотрим нагретую вертикальную пластину, имеющую всюду одинаковую температуру и находящуюся в поглощающей, излучающей, изотропно рассеивающей, несжимаемой, серой,. бесконечно протяженной среде, температура которой Too-На фиг. 13.9 изображена схема течения и система координат для случая > Too (т. е. нагретой пластины). Уравнения неразрывности, движения и энергии для двумерной стационарной задачи о ламинарной свободной конвекции при наличии излучения имеют вид [c.563]

Классическая концепция отрыва потока сформулирована как для двумерного, так и для осесимметричного течений. Прандтль [2] установил, что необходимым условием отрыва потока от стенки является возрастание давления в направлении течения, т. е. положительный (или обратный) градиент давления в направлении течения (фиг. 3). Это утверждение справедливо как для течения сжимаемой среды (газа), так и для течения несжимаемой среды (жидкости). Следовательно, в общем случае отрыв потока происходит под действием положительного градиента давления и под влиянием ламинарных или турбулентных вязких явлений. В отсутствие одного из этих факторов поток не отрывается. [c.14]

В этом разделе представлены теоретические и экспериментальные результаты для ламинарного пограничного слоя, образующегося в условиях установившегося двумерного течения в дозвуковом диапазоне скоростей. Отрыв несжимаемого ламинарного потока происходит при малых значениях положительного градиента давления. В теории пограничного слоя ламинарный пограничный слой более доступен для математического анализа и характеристики ламинарного течения могут быть предсказаны с большей степенью точности, чем для турбулентного пограничного слоя. Для турбулентного течения ввиду недостаточного понимания механизма турбулентности необходимы экспериментальные исследования, дополняющие теоретические предсказания. [c.69]

В этой главе, посвященной двумерным течениям, проблемы внешнего и внутреннего течений изучаются отдельно. Возможно, имеет смысл выделить в обоих случаях основные положения теории пограничного слоя, которые важны при решении задач отрыва. Как правило, поток является смешанным (ламинарное течение переходит в турбулентное). Поскольку отрыв зависит от характера пограничного слоя, необходимо найти начальные условия турбулентного течения. Толщина потери импульса 0 и толщина потери полной энергии, которая определяется как [c.144]

Для двумерного потока р — д = /2- Ширина следа по порядку величины составляет О х ), максимальная скорость обратного течения О (зг- /г) и число Рейнольдса постоянно вдоль следа. Для осесимметричного ламинарного потока р = 1 и д = /5. Ширина следа по порядку величины составляет О хЧ ), максимальная скорость следа О (х ) и число Рейнольдса Не = О (ж- /г) [17]. Как уже упоминалось, ширина следа растет пропорционально х /а [65, 67]. [c.103]

На фиг. 13 и 14 приведены экспериментальные результаты Жину [441 для двумерного уступа, расположенного по потоку (Моо = 2,15). Видно, что в пограничном слое существуют возмущения по размаху до присоединения и после него как при ламинарном, так и при турбулентном режимах течения. Амплитуда возмущений была наибольшей в переходном режиме. Амплитуда приблизительно пропорциональна искажениям формы передней кромки, а отношение длины волны возмущений потока к тол- [c.216]

Этот частный случай отрыва потока может быть применен для практических приложений с использованием преимуществ отрывного течения. Отрыв такого типа может существовать как в ламинарных, так и турбулентных течениях, включая взаимодействие скачка уплотнения с пограничным слоем, присоединение оторвавшихся слоев и пульсационные нестационарные течения. Вначале перечисляются некоторые возможные практические приложения затем описываются особенности механизма течения. Наконец дается описание подробной картины течения на основе экспериментальных наблюдений. Экспериментальные исследования проводились большей частью на цилиндрических моделях с носовыми частями, имеющими полусферическую форму, плоскую форму, полусферическую форму с плоским срезом, а также форму оживала и усеченного конуса. Интервал исследуемых чисел Маха набегающего потока 1,75 Моо 14 ж чисел Рейнольдса, вычисленных по диаметру цилиндрической части тела, 0,85-10 Re 1,5-10 . Течение около таких осесимметричных моделей при нулевом и отличном от нуля углах атаки будет рассмотрено более тщательно после рассмотрения свойств течения около двумерных поверхностей при нулевом угле атаки. Коэффициенты сопротивления, подъемной силы и т. п. определялись каждым исследователем по-своему, что будет упомянуто в соответствующих разделах. [c.218]

Если течение ламинарное, переход начинается в некоторой точке-между А VI В после пересечения области замыкающего скачка течение в следе становится полностью турбулентным. Профили скорости между точками А жВ такие же, как на границах сверхзвуковой струи, истекающей в окружающее затопленное пространство. Внутри зоны отрыва происходит медленное циркуляционно движение, вызванное вязкостью воздуха [14]. Установившееся равновесие между донным давлением и положением линии BBt обеспечивается благодаря эжектирующему влиянию внешнего потока на течение в зоне отрыва. Часть воздуха вытекает из зоны отрыва, вызывая увеличение угла поворота потока в точке А и уменьшение давления в зоне отрыва. Линия BBi перемещается к донному срезу, при этом отношение давлений в замыкающем скачке возрастает, затрудняя течение эжектированного воздуха и воздуха, движущегося с малой скоростью в пограничном слое, против возрастающего давления в скачке. Противодействие этого эффекта эжектированию внешним потоком воздуха из отрывной зоны, снижающему давление в ней, способствует установлению равновесных условий в донном течении. Качественный характер течения вблизи донного среза за двумерным телом аналогичен. [c.28]

Картина течения в следе за двумерным телом подобна картине течения за осесимметричным телом и имеет горло и область повторного сжатия, замыкающую донное течение, с замыкающим скачком уплотнения. Так, характер изменения P в зависимости от числа Рейнольдса для двумерного течения подобен характеру изменения этого параметра для осесимметричного течения. Донное давление возрастает от некоторого постоянного значения для турбулентного следа до более высокого постоянного значения при числах Рейнольдса, меньших критического, так как переход от ламинарного течения к турбулентному происходит в свободной струе. [c.31]

На фиг. 20 донное давление за клином, измеренное в турбулентной области течения [26], сравнивается с донным давлением, измеренным в ламинарной и переходной областях течения [25]. Как видно из фиг. 20, донное давление за двумерным телом ниже, чем за осесимметричным. Индексы О и с относятся соответственно к области повторного сжатия ниже по потоку (что примерно соответствует невозмущенному потоку для тонких тел) и хорде клина. [c.31]

Ларсон 1611 измерил тепловой поток в ламинарных и турбулентных отрывных течениях в выемках на осесимметричных и двумерных телах в интервале значений 0,3 < М о < 4,0 и 10 < < Ве < 4 -10 . [c.145]

В некоторых случаях течение жидкости имее-г перемежающийся характер в одной и той же точке пространства происходит смена ламинарного режима турбулентным через неравномерные промежутки времени. Это так называемая "переходная область течения". Переход ламинарного режима течения жидкости в турбулентный связан с потерей устойчивости ламинарного движения при наложении на него малых возмущений в виде двумерных колебаний, распространяющихся в направлении основного течения, [c.22]

В соответствии с известными решениями для развития свободного вязкого слоя [7, 14, 15] параметр смешения и = и и суш,е-ственно постоянный для полностью ламинарного или турбулентного течения и вследствие этого геометрическая форма области отрыва также приблизительно неизменна в интервале средних значений числа Маха, реализованном в экспериментах Харвата. Как видно из фиг. 27, при больших Квз отношение Ьо1к1 почти не зависит от М и Ке как при ламинарном, так и при турбулентном течениях. При ламинарном течении наблюдается значительно больший разброс данных. Причина разброса значений №1 для двумерного и осесимметричного ламинарных течений недостаточно выяснена. [c.35]

Таким образом, применительно к затупленным телам основная задача расчета состоит в том, чтобы определить, как далеко вдоль боковой поверхности будет происходить перетекание пленки и где сдвигающие усилия потока окажутся столь невелики, что весь унос будет происходить в газообразном виде, т. е. прекратится процесс оплавления. Конечно, ответ на этот вопрос суш,е-ственно зависит от вязкости расплавленного стекла. В работе [Л. 8-2] приведены примеры расчетов для кварцевого стекла при различных условиях обтекания, в том числе и при смене режима течения в пограничном слое с ламинарного на турбулентный. Из рис. 8-27 видно, что расплавленная пленка практически не обладает инерцией как только сдвигающие напряжения аэродинамического обтекания становятся малыми, течение расплава прекращается и двумерностью переноса тепла можно пренебречь. Действительно, градиент температуры вдоль поверхности при xjR>2 уже не превышает 250 К/м. Однако даже максимальное отмеченное значение продольного градиента температуры (dTJdx) не превысило 2% градиента температуры по толщине пленки (дТ1ду)ю- Это подтверждает правильность представления вязкости в виде зависимости только от координаты у [уравнение (8-33) ]. [c.230]

По уравнению (10-51) можно весьма просто определить коэффициент теплоотдачи к ламинарному пограничному слою на теле вращения с постоянной температурой поверхности при произвольном изменении вдоль нее скорости внешнего течения й . Для плоского течения R выпадает из уравнения. Легко показать, что при обтекании плоской пластины уравнение (10-51) сводится к уравнению (10-13), а при двумерном и осесимметричном течениях в окрестности критической точки — соответственно к уравнениям (10-17) и (10-18). Таким обра- [c.272]

Дифференц. ур-ния течения вязкого теплопроводного однородного газа в ламинарном II, с. у поверхности тела произвольной формы могут быть получены из На-вье — Стокса уравнений, отбрасыванием членов, к-рые несущественны при достаточно больших числах Рейнольдса, когда толщина П. с. мала по сравнению с размерами тела. Основы такого подхода были заложены Л. Прандтлем (Ь. Ргаш111) в 1904. В случае стационарного двумерного течения эти упрощённые ур-ния На-вье — Стокса, известные как ур-ния П. с., или ур-ния Прандтля, представляют собой нелинейные дифференц. ур-ния параболич. типа и имеют вид ур-ние сохранения количества движения [c.662]

Ещё более сложные и разнообразные процессы обнаруживаются при переходе от ламинарного течения к турбулентному в пограничных слоях вблизи твёрдых поверхностей. В простейшем случае пограничного слоя на плоской пластине его толщина 5 v.v/ o и локальное число Рейнольдса Re-buo/v растут с расстоянием. y вдоль потока. Линейный анализ устойчивости показывает, что достаточно слабые возмущения, распространяясь вдоль потока, должны неизбежно затухать. Поэтому, как и в случае течения Пуазёйля с докритич. неустойчивостью, на характер перехода влияет уровень возмущений в набегающем потоке, запускающих нелинейные механизмы, а в переходной области также наблюдаются турбулентные пятна, хотя и с несколько отличающимися параметрами. При заданий регулярных нач. двумерных возмущений (капр., с помощью вибрирующей ленты) с ростом Re (т. е. [c.179]

Задачи вязкого течения жидкостей и газов в пограничном слое при внешнем обтекании тел. Этот класс объединяет все задачи ламинарного и турбулентного, стационарного и нестационарного режимов течения однородных и миогокомионентных газов и жидкостей при свободном и вынужденном обтекании плоских и пространственных тел с произвольным распределением скоростей в потенциальном или завихренном потоке при произвольных условиях на границах и на поверхностях разрывов, Задачи данного класса описываются системой дифференциальных уравнений параболического типа, содержащей по крайней мере одну одностороннюю пространственную или временную координату, вдоль которой протекающий процесс зависит только от условий на одной из границ рассматриваемой области. Например, для задач теплообмена при неустановившемся ламинарном или турбулентном двумерном движении однородного газа система, состоящая из уравнений неразрывности движения и энергии, имеет вид [c.184]

Течение между непараллельными плоскостями представляет собой двумерную задачу, в которой линии тока есть прямые линии,, сходящиеся в точке пересечения плоскостей. В сходящихся ламинарных потоках между непараллельными пластинами не бывает отрыва потока, в то врехмя как в расходящихся ламинарных течениях будет происходить отрыв, когда угол между плоскостями превышает некоторый предел, зависящий от определенного долж-ным образом числа Рейнольдса. Точное решение для динамической задачи об осесимметричном течении в конусе неизвестно. Для сравнительно малых чисел Рейнольдса течение в конусе рассматривается в разд. 4.24. [c.47]

Турбулентное течение Пуазейля. Как было показано в 6-5, при ламинарном течении между двумя параллельными неподвнх<ными стенками, вызванном перепадом давления в продольном направлении, имеет место параболическое распределение скорости. Двумерное турбулентное течение исследовалось в широких прямоугольных трубах, где вторичные течения, связанные с наличием углов, образуются у боковых стенок, как показано схематически на рис. 13-3. [c.306]

Свободные турбулентные течения, показанные на рис. 16-1, имеют одно важное свойство — то же, что и течения в пограничном слое, рассматривавшиеся ранее во всех случаях ширина Ь золы смешения мала по сравнению с ее протяженностью по направлению оси х, и градиент скорости в направлении оси у велик по сравнению с градиентом в направлении оси д . Это в точности те же предположения, которые были сделаны Пранд-тлем для упрощения уравнений движения как в случае ламинарного, так и в случае турбулентного пограничного слоя (см. 8-2 и 12-3). Следовательно, для установившегося двумерного течения однородной несжимаемой жидкости в случае свободной турбулентности уравнения движения и неразрывности будут такими же, как уравнения Прандтля для пограничного слоя с нулевым градиентом давления, а именно [c.431]

Рассмотрим способ решения гидродинамической задачи при натекании ламинарного двумерного потока на цилиндрическое тело, ось которого перпендикулярна оси потока, в более общей постановке, чем при условии (УП1-2, У1П-3). Напомним, что при решении гидродинамической задачи на основании (УП1-2, УП1-3), полученный результат будет справедлив только для малой области течения вблизи критической точки. Подлежащий рассмотрению способ предложен Г. Блазиусом и усовершенствован К. Хименцом и Л. Хоуартом [88]. [c.182]

В первом томе изложены физическая картина и механизм отрыва потока различных видов, описаны возникающие при этом отрывные течения и характеризуются современные методы изучения отрывов потока. Рассмотрены теоретические методы исследования установившегося и неустановившегося отрыва ламинарного и турбулентного потоков жидкости и газа при обтекании двумерных, осесимметричных и пространственных тел, крыльев, а также при течении в плоских и осесимметричных каналах, диффузорах н т. п. Изложены все основные методы теоретического расчета этрыва пограничного слоя, дана критическая оценка этих методов и проведено сравнение с результатами экспериментов. Описаны случаи отрывов ламинарных потоков, вызванных падением скачка уплотнения при трансзвуковых, сверх- и гиперзвуковых скоростях. [c.6]

Методы Тани [27] и Трукенбродта [32], основанные на интегральном уравнении кинетической энергии, представлены ниже в этой главе и в гл. VI соответственно. Как видно из табл. 2 и 3, любой из указанных методов может быть использован для определения точки отрыва ламинарного двумерного течения несжимаемой жидкости. Расчеты по методам Твейтса, Стрэтфорда, Тиммана [c.89]

Если за критерий отрыва от поверхности компоненты течения, направленной вдоль хорды, принять djldr — О при т] = О или duldz = О при Z = О, то из этих упрощенных уравнений пограничного слоя для бесконечно длинного цилиндра под углом скольжения следует, что критерий отрыва ламинарного потока не меняется следовательно, можно утверждать, что положение точки отрыва не зависит от угла скольжения. В связи с этим напомним, что в гл. II было показано, что положение точки отрыва ламинарного потока не зависит от числа Рейнольдса. Сирс рассчитал положение точки отрыва ламинарного потока для установившихся двумерных течений с распределением скорости течения выше точки отрыва в виде [c.121]

На скользящем или стреловидном крыле очень большого удлинения отрыв потока рассчитывается по поперечной составляющей скорости независимо от продольного обтекания. В случае прямой стреловидности возрастает поверхность, занятая устойчивым ламинарным течением, и уменьшается подъемная сила, при которой наступает отрыв [23]. Например, в соответствии с теорией двумерного обтекания, если на крыле возникают обратные течения в пограничном слое и создается максимальная подъемная сила при = 1,4, то при угле скольжения 45° возникает отрыв, сопровождаемый полностью развитым стенанием пограничного-слоя в направпении размаха, при С = 0,7. При угле скольжения 60° коэффициент максимальной подъемной силы падает еще больше, почти до значения 0,35. [c.127]

Следует заметить, что отрыв ламинарного потока на круговом конусе приводит к образованию сравнительно устойчивых вихрей, направленных по потоку, в отличие от нерегулярного течения перемешивания со срывом вихрей (бафтинг) при отрыве двумерного потока. Кроме того, распределение давления по поверхности конуса под углом атаки при дозвуковых скоростях не является коническим, как при сверхзвуковых скоростях. [c.127]

В разд. 1 данной главы описаны физические картины течений и даны теоретические решения для отрывных течений около двумерных поверхностей и осесимметричных тел в разд. 2 рассмотрены отрывные пузыри, возникающие при отрыве потока на передних кромках. Отрывное течение в сильной степени зависит от природы потока — ламинарного, переходного или турбулентного. В дозвуковом потоке число Рейнольдса оторвавшегося ламинарного пограничного слоя достигает примерно 50 000 [11. Поэтому при дозвуковых скоростях проблема чисто ламинарных отрывных течений может не иметь практического значения, однако ввиду того, что в сжимаемом потоке ламйварное отрывное течение довольно устойчиво и его устойчивость повышается с ростом числа Маха (например, до гиперзвуковых скоростей), ламинарные отрывные течения газа могут приобрести практический интерес. [c.9]

Часто точение внутри полости или нузыря называют застойным ( мертвым ). В застойной зоне скорость не обязательно равна нулю. В этой области существуют сложные вихревые ноустано-вившиеся трехмерные течения, даже если отрыв потока происходит на двумерной поверхности или за ней. В области присоединения ламинарного пограничного слоя на двумерной модели в сверхзвуковом потоке наблюдались интенсивные регулярные периодические возмущения в направлении размаха [2]. При обтекании дозвуковым потоком срезов или уступов двумерных тел [c.10]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...