Поверхность волновая передняя

Коэффициент аэродинамического сопротивления. Введем коэффициент динамического воздействия или волнового сопротивления передней поверхности тела в потоке газовзвеси, ранный отношению динамической силы F, действующей вдоль этой [c.397]

Если в дозвуковом потоке давление в задней кормовой части профиля восстанавливается и создает силу, противодействующую главному вектору сил давлений в передней лобовой части профиля, то при сверхзвуковом обтекании такого уравновешивания не происходит. В кормовой расширяющейся области течения имеет место явление, подобное наблюдаемому в сопле Лаваля сверхзвуковой поток при расширении ускоряется, давление в кормовой части не восстанавливается, а продолжает уменьшаться, что приводит к дополнительной отсасывающей силе, направленной вниз по потоку. Таким образом, в отличие от дозвукового потока, главные векторы сил давления по лобовой и кормовой части поверхности профиля друг друга не уничтожают, а, наоборот, складываются. образуя суммарную силу волнового сопротивления. [c.221]

Рассмотрим сверхзвуковое обтекание ромбовидного профиля при нулевом угле атаки (рис. 2.15). Как нам уже известно, на передние поверхности (/—2 и /—3) действуют положительные избыточные давления, а на задние 2—4 и 3—4) — отрицательные. И те и другие создают сопротивления давления — волновое сопротивление Qb. Точно так же нетрудно обнаружить волновое сопротивление и по картинам давления на рис. 2.07 и 2.08. [c.59]

На первый взгляд кажется, что волновые сопротивления этих профилей должны быть примерно одинаковы. В самом деле, средние углы наклона, скажем, передних половин верхних поверхностей у обоих профилей равны значит, одинаковыми должны быть и средние давления на этих участках поверхностей (аналогично и на других участках). Но у чечевицеобразного профиля наибольшие избыточные давления получаются вблизи передней кромки, где велик угол наклона поверхности. Поэтому и наклон результирующей сил давления Ra.e, действующей на переднюю половину верхней поверхности, получается больше, чем средний наклон этой поверхности. Следовательно, волновое сопротивление — горизонтальная составляющая силы Ru.b плюс горизонтальные составляющие трех аналогичных сил — будет у чечевицеобразного профиля больше, чем у ромбовидного. [c.79]

До сих пор мы рассматривали аэродинамические свойства крыла, на которое воздушный поток набегает под прямым углом к передней кромке (рис 3.15,а). Именно такой поток и способен создать силы давления на крыле —подъемную силу, индуктивное сопротивление, сопротивление формы и профильно-волновое сопротивление. Если же направить поток вдоль размаха (рис. 3.15,6), то он никаких изменений сил давления на поверхности крыла не вызовет — возникнет лишь трение- [c.88]

Требования к зеркалам очень просты. Отражающая поверхность зеркала всегда должна быть фронтальной (передней) и незагрязненной поверхностью хорошего качества, таК чтобы в волновой фронт не вводить дополнительных дифракционных картин. Необходимость регулировки положения каждой зеркальной поверхности определяется требованиями конкретного эксперимента. [c.318]

В точной теории сопротивления тел, движущихся со сверхзвуковой скоростью, сопротивление, соответствующее следу от ударной волны, не всегда может быть легко отделено от волнового сопротивления. Рассмотрим, например, крыловой профиль в плоско-параллельном потоке и предположим, что на острой передней кромке имеется присоединенная ударная волна. Легко видеть, что линии Маха, выходящие из поверхности профиля, пересекают ударную волну. Линии Маха, выходящие из поверхности профиля, представляют собой волны расширения, указанные ранее при рассмотрении потока сжимаемой жид кости, обтекающего угол. Такие волны иногда называют волнами Прандтля-Мейера этими авторами был впервые дан математический анализ процесса расширения. Так как волны расширения пересекают ударную волну сжатия, то они уменьшают ее интенсивность и могут также создать бесконечно малые волны сжатия, отра- [c.56]

Иначе обстоит дело при испытаниях моделей, частично погруженных в воду, например при испытании в гидроканале моделей корпусов кораблей, лодок гидросамолетов, глиссеров и т. д. Кроме явлений, которые имеют место при движении тела внутри жидкости (образование пограничного слоя, вихрей и т. д.), здесь возникают специфические явления, связанные с наличием свободной поверхности воды. Они заключаются в том, что при обтекании передней части тела вода поднимается выше уровня, который она имеет в спокойном состоянии, за телом—опускается ниже этого уровня (фиг. 232). Вследствие этого за кормой тела распространяются по поверхности воды волны, которые представляют собой периодические вертикальные движения частиц воды, происходящие под действием силы тяжести. Работа, затрачиваемая на образование волн, представляет собой работу так называемого волнового сопротивления. Так как для моделей судов, лодок гидросамолетов и т. п. волновое сопротивление [c.584]

Здесь Г/т и Т/ — амплитудные коэффициенты отражения и пропускания отражающих поверхностей М, М и Ы для луча, идущего из среды с номером / в среду с номером т (номера сред обозначены на рис. 8.3) ( 1 и ( 2 — расстояния между пластинами к = 2 1% — волновое число. Амплитудные коэффициенты г/т и Гт/ различаются знаками, которые определяются условиями отражения на границах соответствующих сред. Будем считать, что покрытия нанесены на передних поверхностях всех трех пластин (см. рис. 8.3). Тогда знаки sgп коэффициентов отражения будут [c.73]

Представим себе, что точечный источник помещен в точку Р, и определим радиусы кривизны Рх и Да волновых фронтов 1 1 и 1 2, достигающих 5 после отражений на передней и задней поверхностях клина (рис. 7.-38). Центр кривизны сферической поверхности 1 1 лежит в Рх на где точка Рх— зеркальное изображение Р в передней поверхности клина. Таким образом, [c.277]

С волновой теорией, изложенной в предыдущем разделе, это явление находится в полном согласии. Поверхность В, хотя бы даже она была плоской, произведет не полную воздушную волну, а лишь волну некоторой определенной ширины. У более коротких краев поверхности В при разрезании воздуха также произойдут вихревые движения, сопряженные с потерями и сопровождаемые шумом вообще, часть воздуха будет стекать в стороны без всякой пользы. Небольшая невыгода, происходящая от коротких боковых краев у В, будет у А значительно более, потому что при ней боковые грани занимают большую часть всего периметра. Воздух, попадающий на переднюю грань поверхности А, вообще говоря, никогда не достигнет задней грани, а будет искать себе боковой выход, мин я поверхность. Представляется гораздо менее возможности для образования благоприятной волны у поверхности А, нежели у поверхности В, и поэтому поверхность А произведет больше вихревых движений, а следовательно, и более сильный шум. [c.95]

Напомним, что интерферирующие волны возникают при двойном преломлении одной и той же падающей волны. Волновые нормали получившихся двух волн внутри кристаллической пластинки несколько отличаются друг от друга по направлению. Однако таким различием мы пренебрежем, как это уже делалось при замене точной формулы (79.1) приближенной (79.2). В этом приближении, как показывается ниже, интерференционные полосы можно отождествить с определенным семейством изохромат. В самом деле, представим, что на передней плоскости кристаллической пластинки К (рис. 280) помещена маленькая диафрагма. (В такой диафрагме нет надобности, если задний фокус линзы 1 находится на передней поверхности пластинки.) Примем центр этой диафрагмы за центр О [c.488]

После выяснения этих геометрических соотношений обратимся к рассмотрению внутренней конической рефракции, теоретически предсказанной Гамильтоном (1805—1865) в 1832 г. Примерный ход рассуждений Гамильтона был следующий. Пусть плоскопараллельная пластинка из двуосного кристалла прикрыта с одной стороны непрозрачным экраном с малым отверстием О (рис. 293). Осветим пластинку параллельным пучком неполяризованных лучей таким образом, чтобы после преломления на передней поверхности пластинки волновая нормаль оказалась направленной вдоль одной из оптических осей второго рода О А. Волновой нормали ОА соответствует конус лучей. Энергия распространяется [c.511]

В работах [102, 118] найдено решение задачи об ударном входе кругового цилиндра с передним плоским срезом (удар диска по поверхности сжимаемой жидкости) в воду при О < / 2Ыс, где Ь — радиус цилиндра (диска). Задача состоит в решении волнового уравнения [c.103]

Результаты расчетов приведены на рис. 13 и 14. На рис. 13 показаны эпюры распределения амплитуды и фазы потенциала на поверхности бруса квадратного сечения при 0 == 0°. При малых волновых размерах сечения бруса ка — 0,3) распределение амплитуды потенциала почти постоянно и мало отличается от амплитуды потенциала (принятой за единицу) в падающей волне. По мере увеличения параметра ка амплитуда потенциала на передней грани стремится к удвоен- [c.46]

Полная сила сопротивления, которая возникает при относительном движении тела и жидкости, складывается из равнодействующей элементарных сил трения, направленных по касательной к поверхности обтекаемого тела, и силы давления, являющейся следствием разности давлений на переднюю и заднюю поверхности тела. При движении тела по свободной поверхности жидкости возможно также волновое сопротивление тела. [c.43]

Из фиг. 4 видно, что при всех Р возмущения сначала растут, достигают максимума и затем затухают вследствие вязкой диссипации. Мелкомасштабные возмущения (с большими р) достигают максимума и затухают раньше, чем крупномасштабные. Максимальная по X величина возмущений и ах = п эх также зависит от волнового числа р. Эта зависимость 1 на фиг. 5 является немонотонной и имеет максимум при Р = 0,75 2к. Форма зависимости (/тах(Р) объясняется тем, что при больших Р усилению возмущений препятствует эффект "вытеснения" возмущений трансверсальной составляющей скорости из пограничного слоя, а возрастание крупномасштабных возмущений ограничивается конечным вертикальным размером градиентного основного течения в окрестности передней кромки. Действительно, при взаимодействии исходной неоднородности потока с передней кромкой над поверхностью пластины появляются продольные вихри с вертикальным размером порядка толщины передней кромки. При малом по сравнению с периодом неоднородности размере передней кромки (при малых Р) эти вихри поглощаются пограничным слоем раньше, чем дей- [c.119]

Г.Г. Черный внес серьезный вклад в решение проблемы оптимизации аэродинамических форм. В [16, 17] впервые решена задача построения головной части с минимальным волновым сопротивлением при ее гиперзвуковом обтекании с использованием для давления на поверхности формулы Ньютона - Буземана. Было показано, что в такой постановке концевая часть оптимального контура оказывается участком краевого экстремума - границей применимости формулы Ньютона-Буземана, где давление газа равно нулю. В [18], в рамках закона сопротивления Ньютона, решена вариационная задача о построении оптимальных пространственных конфигураций. Сопротивление найденных конфигураций со звездообразным поперечным сечением оказалось существенно меньше сопротивления эквивалентных по длине и объему круговых конусов. С тех пор построением пространственных оптимальных тел, при использовании локальных моделей для расчета не только волнового, но полного сопротивления, интенсивно занимались исследователи многих стран. Однако очевидным недостатком всех полученных решений была невозможность стыковки звездообразной головной части с осесимметричным корпусом. Первый серьезный шаг в преодолении этого недостатка сделан в работе [19]. В ней для обеспечения требуемой стыковки оптимальная поверхность строилась в классе линейчатых поверхностей, натягиваемых на переднюю крестовину из Л > 2 лучей и окружность. Преимущества построенных головных частей над эквивалентными конусами подтвердили эксперименты и расчеты. [c.6]

Распределения давления и его пульсаций. В качестве иллюстрации на фиг. 1 приведено распределение давления по верхней поверхности среднего сечения (г = 0) скользящего крыла при закритическом обтекании (М = 0.808, Ке = 5.7 10 ) на различных углах атаки (а = 0-5.25°). Величина рассчитана с учетом скольжения (% = 24°). Эпюры давления в передней части профиля (х < 0.5) имеют практически "полочный" характер. Местная сверхзвуковая зона при а > О замыкается скачками уплотнения. Условно за положение скачка уплотнения (х ,,) принято начало резкого роста статического давления. Отметим, что вблизи задней кромки верхней поверхности (х = 0.95, = Ср ) при углах атаки а > 3° наблюдается, согласно [3], ярко выраженное отрывное обтекание (Ср < 0), обусловленное отрывом, вызванным скачком уплотнения (волновым отрывом, [4]). Од- [c.115]

Консоль крыла треугольной формы с тонким симметричным профилем (рис. 8.1) расположена в сверхзвуковом потоке (Моо = 1,5 роо = 9,8-10 Па k = -pi v = = 1,4) под углом атаки а = 0. Определите распределение давления на поверхности и вне крыла в окрестности корневой хорды и передней кромки, а также найдите волновое сопротивление консоли, имеюн.ей размеры = 5 м //2 = 4 м = 0,1 рад. [c.214]

Волновое сопротивление наблюдается и при дозвуковых скоростях полета, но превышающих критическую, т. е. в условиях волнового кризиса. Возникновение волнового сопротивления в этом случае легко понять из рис. 2.05, если обратить внимание на то, что дополнительное разрежение действует на заднюю, а дополии-тельное давление — на переднюю поверхность крыла. [c.60]

Второе состояние волнового движения наблюдается тогда, когда скорость ветра, дующего над спокойной до того поверхностью воды, возрастает до двух миль в час. В этом случае начинается образование малых волн равномерно по всей поверхностн воды эти волны суть волны второго порядка, они покрывают поверхность воды с значительной закономерностью. Капиллярные волны размываются гребнями этих воли, но они еще ютятся во впадинах и на передних склонах волн. Правильность распределения по поверхности этих, волн второго порядка есть нечто замечательное волны начинаются с амплитуды приблизительно в один дюйм и с длины волны около двух дюймов они делаются все больше по мере возрастания скорости или продолжительности ветра примыкающие друг к другу волны соединяются в одну волну гребни растут, и если ветер усиливается, волны делаются остроконечными и образуются, таким образом, волны второго порядка" (гравитационные волны) ). Размеры этих волн все возрастают, одновременно с их размерами растет и та глубина, на которую распространяется это движение все большая и ббльшая часть поверхности покрывается волнами приблизительно одинаковой величины. [c.793]

С тех пор построением пространственных тел, оптимальных в рамках локальных моделей не только по волновому, но и по полному сопротивлению, интенсивно занимались исследователи многих стран. Однако очевидным недостатком всех полученных решений была невозможность стыковки звездообразной головной части к осесимметричному корпусу. Первый серьезный шаг в этом направлении принадлежит руководимому В. А. Левиным и Г. Г. Черным коллективу сотрудников ЛАБОРАТОРИИ и Института механики МГУ ([12] и Глава 4.7). Для обеспечения требуемой стыковки оптимальная поверхность строилась в классе линейчатых поверхностей, натягиваемых на переднюю крестовину из ТУ > 2 лучей и окружность. Боковая поверхность найденных таким способом конфигураций гладкая. Преимущества построенных головных частей над эквивалентными конусами подтвердили эксперименты и расчеты, вынолненные в рамках уравнений Эйлера. [c.360]

В железе якорей 5 обеих машин выштампованы пазы, в которые уложены секции волновой обмоп н 11. Шаг по пазам этой обмотки 1 — 8, по коллектору 1—44. Это означает, что одна сторона секции уложена, например, в первый паз железа, а другая — в восьмой. По коллектору виток секции впаивается в шлиц первой коллекторной пластины, а виток другой стороны этой же секции —в шлиц 44-й пластины. Секции уложены в четыре слоя так, что одна сторона секции уложена в нижнем слое первого паза, т. е. на дно паза, а другая сторона секции в верхнем втором слое восьмого паза. Перед укладкой секций дно паза железа и цилиндрическая поверхность задней и передней нажимных шайб изолируются. Обмотки якорей обеих машин крепятся бандажной проволокой как на лобовых частях, так и в пазах железа без клиньев. [c.26]

Интерферометр Маха— Цендера интерферометр Бейтса со смещенным волновым фронтом, в интерферометре Жамепа (см. п. 7.5.6) передние поверхности пластин, выполпяющие роль делителей световых пучков, и задние поверхности, служащие плоскими зеркалами, нельзя установить независимо и, следовательно, расстояние между пучками определяется толщиной пластин. Значительно большей гибкостью обладает прибор, в когором делители пучков и зеркала представляют собой независимые элементы, а пучки можно широко развести. На этом принципе основано устройство интерферометра Маха—Цендера [37], применяемого для измерений изменений показателя преломления, а следовательно, и плотности потоков сжимаемого газа. [c.288]

Передняя кромка дозвуковая. В этом случае обтекание сечений, (.оответствующес движению прямого крыла с числом М <1, должно исследоваться пря помощи дозвуковой нли околозвуковой (смешанной) теории обтекания профиля. Сопротивление и подъемная сила будут определяться законами дозвуковых течений, характеризующимися взаимодействием потоков на верхней ц нижней сторонах крыла, которое проявляется в перетекании газа аз области высокого давления в зону их пониженных значений. При этом волновые потери МОГУТ возникать только при сверхкритическом обтекании (Мпсс>М к р). когда на поверхности появляются скачки уплотиения. Если то скачки уплотнения и, следовательно, волновое сопротивление отсутствуют. Этот вывод относится, есте- [c.287]

Крьио, расположенное в линеаризованном потоке (рис. 8.1.1). вызывает возмущения, сконцентрированные внутри волновой зоны Эта зона ограничена поверхностью, которая представляет собой огибающую конусов Маха с вершинами в точках, расположенных нз передней кромке, н с углом при вершине [c.293]

В предыдущих параграфах волновое поле за решеткой вычислялось путем суммирования волн, исходящих от штрихов решетки. Для некоторых целей более предпочтителен другой способ. Допустим сначала, что решетка бесконечна. Переднюю поверхность ее будем называть бходол,. заднюю — выходом. Эта терминология применима и для отражательной решетки. Для нее входом и выходом служит одна и та же (передняя) поверхность. Без потери общности можно рассуждать так, как если бы решетка была бесконечно тонкой. Примем плоскость решетки за координатную плоскость ХУ. Ось X направим перпендикулярно к штрихам, а ось 2 — в сторону распространения дифрагированного света (рис. 204). Как и раньше, [c.334]

Незатухающий ток. Наиболее поразительное свойство сверхпроводников состоит в том, что их сопротивление равно нулю, о свойство можно сразу понять, исходя из микроскопической теории. Мы строили основное состояние, спаривая электроны с импульсами к н —к. Можно построить состояние, спаривая электроны с волновыми векторами к- - ч и —к- - д. Получающееся таким образом состояние совершенно эквивалентно исходному, если рассматривать его из координатной системы, движущейся со скоростью —Йд/ш. Центр тяжести каждой пары движется со скоростью Йд/т, а плотность тока равна —Л ейд/т 2, где N10. — электронная плотность. Полная энергия такой системы больше энергии неподвижной на величину Л й /2ш, равную ее кинетической энергии. Аналогично можно было бы построить и дрейфовое состояние нормального электронного газа. Огличие состоит, однако, в том, что в последнем случае ток оказывается затухающим. Примеси или дефекты в нормальном металле могут рассеивать электроны, переводя их с переднего края поверхности Ферми на задний , что, как показано на фиг. 154, а, приводит к затуханию тока. Матричный элемент потенциала рассеяния [c.571]

В этих экспериментах Такахаси [618] использовал деревянный лоток размером 200x150x30 см. Для моделирования подъема участка морского дна в центре дна лотка был установлен круглый поршень. Струя тонкого схмолистого порошка распылялась на поверхности воды и фотографировалась оптической системой, в результате чего фиксировалась форма волн. Было выполнено 45 экспериментов с различными сочетаниями глубины воды О, высоты подъема поршня 5 и скорости его движения. В итоге получены следующие результаты. Несмотря на образование нескольких прогрессивных волн, максимальную высоту имела первая из них. Передняя часть волнового цуга (фронт волны) имела скорость распространения, намного большую, чем скорость первого волнового гребня. Поэтому первая волна постепенно удлинялась, а передний склон фронта волны становился более пологим. Хотя качественно аналогичное изменение формы происходило и с другими частями волнового цуга, дисперсия не была там столь ярко выраженной. Длина волнового цуга в целом увеличивалась с пройденным расстоянием. В непосредственной близости от поршня первый волновой гребень [c.82]

Анализ пульсаций статического давления позволил построить зависимости положения отрыва пограничного слоя по углу атаки, х р(а) для исследованных чисел М = 0.778-0.828 (фиг. 7). Здесь же приведена зависимость Д я этих чисел М. Область отрывного обтекания верхней поверхности скользящего крыла заштрихована. Отметим наличие вертикальных участков у кривых Xs p(a), показывающих полностью отрьшное обтекание поверхности от скачка уплотнения ( sep.min) вплоть до задней кромки (х = I) при фиксированных значениях угла атаки и числа М. Например, при М = 0.808 и угле атаки а = 3° волновой отрыв распространяется на всю диффузорную часть профиля крыла (от X = 0.52 до х == 1, фиг. 7). Отклонение влево от вертикального участка зависимости х 5р(а) свидетельствует о наличии диффузорно-волнового отрыва, согласно [4], т.е. отрыва пограничного слоя, обусловленного наличием скачка уплотнения в передней части. Так, например, при числе М = 0.808 и угле атаки а = 2.75° положение скачка уплотнения по хорде = 0.49 (фиг. 4), а точка отрыва при этом находится вблизи задней кромки (х р = 0.9, фиг. 7). Увеличение числа М приводит к снижению значения а р. Так, например, увеличение числа М от 0.778 до 0.828 уменьшает величину от 3.75 до 2.5°. [c.120]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...