Движение (см. также Поток) сверхзвуковое

Для экспериментальных исследований создавались все более мощные сверхзвуковые трубы, в конце 40-х годов стал применяться новый тип труб — ударные трубы (первые эксперименты проведены в США в 1949 г.), получившие всеобщее признание в 50-х годах. Усовершенствование оптического метода позволило получать более четкие картины течений, проследить процесс появления скачков уплотнения, уточнить структуру течения. Экспериментальные исследования в значительной мере способствовали выяснению причин появления скачков уплотнения, условий устойчивости ударных волн, структуры ударной волны, характера взаимодействия скачков, характера потока за скачком. Эти вопросы подверглись и теоретическому изучению. В 1939 г. А. Е. Донов предложил аналитическое решение задачи о вихревом сверхзвуковом течении. Он исследовал такое течение около профиля, рассматривая некоторые комбинации дифференциальных уравнений характеристик, а также выражения для дифференциала функции тока. Затем А. Ферри (1946) с помощью метода последовательных приближений определил систему характеристик уравнения движения для вихревого сверхзвукового течения, составленного Л. Крокко в 1936 г. Пример точного решения плоской вихревой задачи газовой динамики привел И. А. Кибель (1947), это ре- [c.326]

Поскольку работа сил трения физически не может изменить знака тр>0 и постоянно приводит к нагреву потока, то под воздействием сил трения дозвуковой поток ускоряется, а сверхзвуковой— тормозится. Это же уравнение показывает, что торможение дозвукового потока и ускорение сверхзвукового принципиально возможно только в расширяющейся части канала проточного сосуда (dF>0), а также при охлаждении (б/р<0) или при отводе механической энергии dLu<0). Отсюда следует, что сохранение ускорения или торможения движения газового потока в момент перехода его через критическую скорость требует одновременно изменения знака воздействия на поток. [c.21]

В 3 и 6 были рассмотрены идеальные процессы. На практике при движении жидкостей или газов в каналах проявляется влияние свойства вязкости и внешних по отношению к потоку сил трения на стенках канала. Это влияние сильно возрастает для длинных каналов, в связи с этим характерно стремление делать короткие сопла. С другой стороны, при очень коротких соплах сильно нарушается равномерность распределения скоростей, возникают резко выраженные неравномерные пространственные движения с возможными отрывами потока от стенок и появлением карманов с противотоками. Не только основные размеры и соответствующий градиент давления, но и форма контуров канала оказывают большое влияние на распределение скоростей внутри канала. Необходимо также учитывать шероховатость стенок канала и в некоторых случаях тепловые потоки сквозь их стенки (например, в соплах ракетных двигателей движущийся газ имеет температуру порядка 3000° К). В сверхзвуковых потоках основным источником потерь и неравномерностей могут являться скачки уплотнения. Внутри сопла такие скачки могут образовываться в зависимости от некоторых геометрических свойств контура канала и независимо от формы канала на нерасчетных режимах истечения (см. 6). В связи с этим в значениях средних по сечению характеристик потока в сопле могут наблюдаться отклонения от значений, рассчитанных но идеальной теории, изложенной в 3 и 6. [c.93]

Физический смысл дополнительного сопротивления состоит в следующем. На тех режимах работы сверхзвукового воздухозаборника, на которых скачки уплотнения не фокусируются у передней кромки обечайки, а выходят во внешний поток, через скачки уплотнения проходит не только струя воздуха, входящая в двигатель, но и определенная масса воздуха, обтекающего двигатель снаружи. Поэтому в тех струйках воздуха, которые проходят через скачки уплотнения, но не попадают в воздухозаборник, а растекаются вокруг него, вследствие потерь на скачках происходит уменьшение количества движения, что и создает сопротивление движению. Оно получается тем более значительным, чем интенсивнее сами скачки уплотнения и чем большее количество воздуха подвергается сжатию и растекается вокруг обечайки. Именно по этой причине дополнительное сопротивление называют также сопротивлением растекания. [c.245]

Рассмотрим движение сверхзвукового потока в канале, форма которого изображена на рис. 5.7. Поворот потока при обтекании угловой точки Л, элементарная волна разрежения AB и характеристика 12 в плоскости годографа строятся точно так же, как в предыдущем примере. После прохождения элементарной волны разрежения скорость потока в области 2 определяется вектором 02. Этот вектор не параллелен нижней стенке, и поэтому возникает отраженная элементарная волна ВС, которой соответствует в плоскости годографа характеристика второго семейства 23. Элементарная волна ВС также является волной разрежения, так как скорость 03 больше скорости 02. Направление отраженной волны определяется нормально к дуге 23. В результате расчета поток разбит на три области, скорости в которых определяются точками с той же нумерацией. Если в точке А верхняя стенка будет повернута на малый угол в противоположную сторону, то вместо волн разрежения возникнут элементарные волны сжатия. Следовательно, волны отражаются от твердой стенки, не меняя знака, волны разрежения отражаются волнами разрежения, а волны сжатия — волнами сжатия. [c.107]

Поскольку справа на бесконечности давления в дозвуковом и сверхзвуковом потоках выравниваются, то и в дозвуковом слое при движении вниз по потоку давление должно возрастать. Оно не может, однако, превысить величину давления торможения, определяемую условиями течения в дозвуковом слое слева на бесконечности. Отсюда следует, что при сделанных предположениях решение поставленных задач существует лишь при таких углах поворота обтекаемой стенки и интенсивностях падающего скачка (которую также можно измерять углом поворота потока в скачке), при которых давление во внешнем потоке увеличивается не больше, чем до величины давления торможения дозвукового слоя (при адиабатической зависимости тем меньшей, чем меньше число М2 в слое слева на бесконечности). [c.56]

Примером такого автомодельного решения является только что полученное решение задачи о центрированных волнах разрежения, где в качестве сложного аргумента фигурировало сочетание (х — x)/ t — t). В полной аналогии с этой одномерной нестационарной задачей в дальнейшем (гл. VI) будет разобрана плоская стационарная задача о центрированных волнах разрежения в сверхзвуковом газовом потоке вокруг внешности тупого угла. Большое число автомодельных задач будет рассмотрено также в последующих главах, посвященных теории движения вязкой жидкости в пограничном слое ). [c.153]

В предыдущем параграфе рассматривались лишь те простейшие случаи до- и Сверхзвуковых течений, которые приводили к возможности использования линеаризированных уравнений движения. Малость возмущений, создаваемых обтекаемыми телами, позволяла отбрасывать вторые и старшие степени, а также произведения возмущенных элементов потока и их производных. При обтекании крыловых профилей сравнительно большой толщины и вогнутости уже нельзя пользоваться линеаризированными уравнениями и граничными условиями, а приходится обращаться к общим, нелинеаризированным уравнениям течения сжимаемого газа. [c.340]

Это утолщение вытесняет внешнюю часть слоя и оттесняет внешний поток от стенки, порождая семейство волн сжатия в сверхзвуковом потоке (фиг. 3, а). Волны сжатия начинаются в сверхзвуковой части пограничного слоя и распространяются во внешний поток. Таким образом, пограничный слой преобразует резкий перепад давления в более сглаженное распределение, которое может быть им преодолено при условии, что скачок достаточно слаб. С увеличением интенсивности скачка (т. е. приращения давления) градиенты в этой области также увеличиваются и во внутренней части начинается торможение потока, которое продолжается до тех пор, пока не наступит состояние, при котором невозможно движение газа в основном направлении у поверхности тела. Как показано на фиг. 3, б, эти нижние слои отрываются от поверхности, вызывая дальнейшее отклонение внешних частей пограничного слоя и внешнего потока. Так возникает отрыв в непрерывном поле течения, который усиливается с увеличением интенсивности скачка [2]. [c.243]

В работах [Жук В.И., Рыжов О.С., 1979 Жук В.И., 1980 Соколов Л.А., 1980 изучено взаимодействие движущегося с постоянной скоростью скачка уплотнения с ламинарным пограничным слоем и показано, что такое течение в ряде случаев можно описать системой уравнений для стационарного режима свободного взаимодействия при ненулевой скорости поверхности. Задание ненулевой скорости поверхности оказывается также необходимым при описании некоторых режимов взаимодействия внешнего сверхзвукового течения с пограничным слоем, в котором вдоль поверхности вдувается струя газа для обеспечения безотрывного обтекания или уменьшения теплового потока к поверхности. При внезапном начале или прекращении движения поверхности разрыв в граничных условиях вносит возмущение в течение в исходном пограничном слое. Классическая теория пограничного слоя может оказаться неприменимой для описания подобных течений. Вопросы, связанные с влиянием на течение начала и прекращения движения поверхности требуют, поэтому специального рассмотрения. [c.106]

Пусть осесимметричное движение газа представляет собой обтекание сверхзвуковым потоком некоторого тела вращения, при этом ударная волна, образующаяся перед телом, также будет телом вращения с той же осью симметрии. В меридианной плоскости эта ударная поверхность будет изображаться некоторой линией, которая, вообще говоря, будет криволинейной, но в некоторых частных случаях может быть и прямолинейной. Основные соотношения, связывающие параметры газа до и после скачка, полученные при изучении сверхзвукового плоскопараллельного течения, могут быть получены тем же способом и для ударной волны при осесимметричном движении. Поэтому при осесимметричном движении будут иметь место все уравнения получаемые из этих соотношений. Например, если поток до скачка равномерен и направлен по оси симметрии, то, согласно главе VI угол наклона 0 ударной волны в данной точке связан со скоростью набегающего потока иу и компонентами скорости газа за скачком формулой [c.367]

Паромасляные диффузионные насосы требуют создания предварительного разрежения. Разрез типового диффузионного насоса показан на рис. 112. Корпус насоса охлаждают водой. Нагреватель расположен вне насоса и смонтирован в виде печи сопротивления. Масло испаряется в кипятильнике, поднимается из испарителя по цилиндрическому паропроводу и выбрасывается под давлением от 133,32 до 1333,2 н м (от 1 до 10 рт. ст.) в кольцевые сопла со сверхзвуковой скоростью. В, зазоре между соплами и стенками наружного цилиндра, охлаждаемого водой, струя пара получается в виде диска или усеченного конуса. Попадая на холодные стенки, пары конденсируются, жидкость стекает в испаритель. Относительно малочисленные и легкие молекулы газа при столкновении с тяжелыми молекулами пара, движущимися со сверхзвуковыми скоростями, приобретают столь же большие скорости в направлении потока пара. При ударе о стенку насоса, расположенную всегда под углом к струе, молекулы газа приобретают движение, направленное в сторону предварительного разрежения. В качестве рабочей жидкости применяют ртуть, минеральные и силиконовые масла. Ртуть дороже масла и ее нельзя применять, если детали насоса выполнены из меди или ее сплавов, а также из алюминия. Кроме того, ртуть ядовита. [c.204]

На неавтомодельных режимах течения при возникновении отрыва потока в осесимметричных соплах в сечении отрыва возникает кольцевая линия (или точнее, зона) отрыва, обнаруживаемая визуализацией течения, например, методом саже-масляного покрытия. Давление на внутренней поверхности сверхзвукового сопла в зоне отрыва может быть как постоянным, так и не постоянным по мере приближения к срезу сопла оно стремится к уровню статического давления в окружающей среде. Это следует из кривых распределения давления как осесимметричного, так и трехмерных сопел на неавтомодельных режимах течения (рис. 6.5-6.8). На примере осесимметричного сверхзвукового сопла (рис. 6.5) по отклонению характера распределения давления от автомодельного видно, как с уменьшением тг отрыв потока перемещается внутрь сопла к критическому сечению и при тг < 2 этот отрыв происходит практически сразу же за критическим сечением сопла (х < 0,2). По кривым распределения давления при этом видно также, что в отрывной зоне еще происходит рост статического давления по длине сопла по мере приближения к срезу сопла это косвенно свидетельствует о достаточно интенсивном вихревом движении в узкой образовавшейся отрывной зоне непосредственно за критическим сечением между стенкой сопла и границей струи. [c.269]

Движение тел в газах с большими сверхзвуковыми скоростями сопровождается интенсивным аэродинамическим нагреванием обтекаемой поверхности и ее термохимическим и/или термомеханическим разрушением. В общем случае возникает сложная задача совместного решения уравнений газовой динамики с учетом физикохимических процессов в потоке газа и толще материала стенки тела и уравнений движения тела по траектории с переменными коэффициентами аэродинамических сил и моментов, а также с переменными геометрическими размерами и массой. В случае умеренной интенсивности разрушения оказывается возможным существенно упростить проблему, считая обтекание квазистационарным при этом аэродинамические коэффициенты и процесс разрушения поверхности определяются мгновенными значениями параметров движения и состояния тела. Однако и в этом случае задача об изменении формы тела за счет уноса материала в точной постановке содержит в качестве составных элементов несколько самостоятельных задач математической физики (обтекания тела, определения тепловых потоков через пограничный слой, распространения тепла в теле и т.д.) для замкнутых групп уравнений, связанных между собой через граничные условия. Математические свойства таких комплексных задач еще мало исследованы, и обозримые результаты получены лишь при использовании ряда существенно упрощенных математических моделей. [c.188]

Графические методы (метод характеристик) расчета сверхзвуковых плоских и осесимметричных обтеканий тел обязаны своим развитием главным образом усилиям двух советских ученых—И. А. Ки-беля и Ф. И. Франкля. Им, а также В. В. Татаренчику, удалось построить ряд точных решений уравнений газодинамики. Ф. И. Франкль добился значительных результатов в постановке и разрешении смешанной задачи газодинамики о газовом потоке с до- и сверхзвуковыми областями. Теория стационарного и нестационарного движения крыла в сверхзвуковом потоке достигла своего расцвета в исследованиях группы советских ученых Л. А. Галина, М. И. Гуревича, Е. А. Красильщиковой, С. В. Фальковича, Ф. И. Франкля и М. Д. Хаскинда. [c.35]

Если иметь в виду диапазон скоростей движения летательных аппаратов от малых дозвуковых до очень больших сверхзвуковых, то, ак уже указывалась, можно выделить следующие основные разделы в науке об исследовании обтекания аэродинамика несжимаемой жидкости, или гидродинамика (число Маха обтекающего потока М = 0), и аэродииамика больших скоростей. Последняя в свою очередь подразделяется на аэродинамику дозвуковых (М<1) и околозвуковых (транс ЗВ у к о в Ы X, М5К 1) скоростей, а также аэродинамику сверхзвуковых (М>1) и гиперзвуковых (М>1) течений. Необходимо подчеркнуть, что в каждом из этих разделов исследуются процессы обтекания, которые характеризуются некоторыми специфическими особенностями, свойственными потокам с указанными числами Маха, По этой причине исследования таких потоков могут бази-роваться на различной математической основе. [c.10]

Для расширения рабочего диапазона дроссельных режимов и улучшения характеристик диффузора на нерасчетных скоростях полета прибегают к различным методам регулирования диффузоров (изменение проходного сечения горла и взаимного положения центрального тела и обечайки, выпуск воздуха через отверстия в стенке диффузора, слив или отсос пограничного слоя на центральном теле или на обечайке и др.), описанным в специальной литературе ). Регулировоание расхода воздуха через горло сверхзвукового диффузора необходимо также для вывода последнего на рабочий режим ( запуска ). Дело в том, что расчетная скорость потока устанавливается не внезапно, а путем перехода от положения покоя к движению с постепенно нарастающей [c.488]

Стенд III (риа. 2,1) контур влажного пара с оптическим прибором Теп-лера и интерферометрической приставкой к нему — обеспечен несколькими рабочими частями. Одна из них предназначена для исследования скачков конденсации и скачков уплотнения в сверхзвуковом потоке влажного пара, а также спектров обтекания различных тел (рис. 2.3, a)j. Другие рабочие части предназначены соответственно для исследования двухфазного пограничного слоя и пленок <рис. 2.3,6), движения влажного пара в йлоских соплах и диффузорах, а также [c.23]

При наличии разрывов величии, характеризующих течение газа, в точках поверхности разрыва должны йыть выполнены условия, также вытекающие из закона сохранения массы, ур-ния кол-ва движения и закона сохранения энергии. Существуют поверхности разрыва, сквозь к-рые отсутствует поток вещества (т. и. тангенциальные разрывы). Удо.р)1ая волна является нонерх-постью разрыва, к-рая пересекается частицами. При переходе через такую поверхность разрыва энтропия частиц изменяется, причём для обычно рассматриваемых сред так, Что энтропия увеличивается тогда, когда плотность и давление возрастают, а скорость уменьшается. В противном случае энтропия уменьшается, Т. к. в соответствии со вторым законом термодинамики при адиабатич. процессах энтропия не может умень-1[1аться, то в таких средах скачки разрежения невозможны, а существуют только скачки унлотнеиня. При этом скорость газа перед скачком — сверхзвуковая. [c.380]

В двух рассматриваемых случаях отмечается уменьшение интенсивности скачка уплотнения при снижении начального перегрева, что также объ- о,5 ясняется влиянием конденсационных скачков число Ml перед адиабатическим скачком умень- q ц шается (давление перед ним возрастает по сравнению с давлением перегретого пара). Кривые давлений на рис. 8-14 от- четливо показывают, что при движении влажного пара в третьей группе режимов сопла происходит ступенчатое торможение потока в конденсационном и адиабатическом скачках. В промежутке между двумя скачками сверхзвуковой поток ускоряется. Переход к дозвуковым скоростям происходит только в адиабатическом скачке [c.229]

Для того чтобы в дозвуковом потоке (Ма<11) dV было положительным, dS должно быть отрицательным. Поэтому для увеличения скорости необходимо уменьшение площади в направлении движения, как и в случае несжимаемой жидкости. В сверхзвуковом потоке имеем обратное положение вещей. Когда местное число Маха превосходит единицу, то уменьшение. плотности для заданного увеличения скорости происходит так быстро, что площадь 1в направлении движения должна увеличиваться. Из (14-45) также следует, что в горловине (где dS = 0) существуют две возможности или dV/V = 0, или Ма=1. Поэтому, несмотря на то, что в сечении с параллельными стенками возможна звуковая скорость, существование такого сечения еще не дает гарантии, что в нем действительно возникает звуковая скорость. Если Ма<1, то условие dVJV=0 означает, что скорость достигает максимума, -когда площадь минимальна. Если Ма> 1, то скорость минимальна, когда минимальна площадь. [c.360]

При скоростях движения газа, сравнимых по величине или не слишком превосходящих скорость распространения в нем малых возмущений (скорость звука), возникают специфические для этих режимов движения явления, теоретический анализ которых, как было показано в предыдущих параграфах, представляет скорее вычислительные, чем принципиальные, трудности. Методы интегрирования уравнений пограничного слоя и программы численного их интегрирования на ЭВЦМ в этих случаях уже разработаны. Более серьезные трудности возникают при рассмотрении движений газа в пограничных слоях при очень больших сверхзвуковых, или, как иногда говорят, гиперзвуковых скоростях. Сопровождающие такого рода движения физико-химические явления очень сложны, и многие из них и до сих пор еще недостаточно изучены. Основное значение имеют явления, сопровождающиеся переходом механической энергии потока в тепловую. Это, прежде всего, разогрев газа при прохождении его через скачки уплотнения и особенно через мощную головную волну , образующуюся на тупоносых телах. Большое значение имеет также и диссипация механической энергии в тепло, происходящая в пограничных слоях. [c.693]

Наиболее полно разработаны методы расчета, основанные на линейной теории сверхзвукового обтекания тонких тел. В основу этой теории положены предположения о том, что форма тела и характер его движения в сверхзвуковом потоке обеспечивают малость возмущений, т. е. малое отличие всех газодинамических параметров в возмущенной области течения от значений этих параметров в набегающем равномерном потоке. Из всех работ, посвященных линейной теории нестационарного сверхзвукового обтекания тел, следует упомянуть две монографии [1, 2]. Первая книга содержит ряд фундаментальных результатов, позволяющих разработать методы расчета нестационарного сверхзвукового обтекания тонкого крьша произвольной формы. Во второй книге дано систематическое изложение теории нестащюнарного сверхзвукового обтекания тонких тел различной формы. Следует также отметить большую и очень полезную работу, выполненную под руководством С. М. Белоцерковского, при создании атласа стационарных и нестационарных аэродинамических характеристик крыльев различной формы в плане [3]. [c.68]

Из фотографий, приведенных на фиг. 142, видно, что при обтекании снаряда сверхзвуковым потоком скачок уплотнения становится с возрастанием числа Мапевского все более наклоненным к направлению движения. Это явление аналогично тому, о котором шла речь в начале параграфа, когда рассматривалось движснпе со сверхзвуковой скоростью точки, являюш,ейся источником возмущений. Здесь скачок уплотнения также имеет форму, близкую к конусу, вершина которого находится в носовой точке снаряда, а ось совпадает с направлением набегающего потока. Этот конус отделяет невозмущенны поток, находящийся вне конуса, от возмущенного потока внутри конуса. Чем больше число Маиевского, тем меньше угол раствора конуса. [c.349]

Для плоских установившихся движений газа Л. И. Седов предложил использовать в качестве независимых переменных давление р и функцию тока г , а в качестве искомой функции — угол 0 наклона вектора скорости к оси X. Для функции 0 р, г ) также получается уравнение, линейное относительно ее вторых производных. Л, И. Седов (1950) и М, П. Михайлова (1949) рассмотрели решение задачи Коши для этого уравнения с помощью рядов р1азличного вида и изучили его характеристики, Седов нашел точные решения уравнения для 0, в том числе решение, обобщающее решение Прандтля — Майера на некоторый класс вихревых течений, а также установил свойства монотонности изменения газодинамических параметров вдоль характерных линий в области течения эти свойства обобщают аналогичные предложения для безвихревых течений, установленные А, А. Никольским и Г, И, Тагановым (1946), Седову удалось найти частные примеры точного решения задачи сверхзвукового обтекания тела со смешанным течением за скачком, но для неоднородного набегающего потока. [c.161]

В безотрывных течениях около тел при больших числах Рейнольдса и умеренных числах Маха вязкость и теплопроводность газа обычно играют существенную роль лишь в узких областях ударных волн и пограничного слоя, оставляя поле течения вне этих зон практически невязким и не подверженным их влиянию. Это дает возможность разделить задачу обтекания тел на две самостоятельные части определение внешнего поля течения на основе уравнений движения невязкого газа и расчет течения в пограничном слое с известным продольным градиентом давления. Однако-такая картина течения может перестать соответствовать действительности, при уменьшении числа Рейнольдса, а также при больших сверхзвуковых скоростях, когда число Маха невозмущенного потока М Э 1- Это прежде-всего связано с тем, что оба эти эффекта приводят к возрастанию толщины пограничного слоя в первом случае из-за увеличения относительной роли сил трения, во втором случае из-за интенсивного роста температур и уменьшения плотности газа в пограничном слое. В результате этого-возрастает вытесняющее воздействие пограничного слоя на внешний поток, а на поверхности тела реализуется новое распределение давления, которое в свою очередь оказывает влияние на течение внутри пограничного слоя. Описанное явление обычно называется взаимодфствием гюграничного-слоя с внешним невязким потоком. [c.530]

Более серьезные трудности возникают при рассмотрении движений газа в пограничных слоях при очень больших сверхзвуковых, или, как иногда говорят, гшгерзвуковых скоростях. Сопровождающие такого рода движения физико-химические явления очень сложны, и многие из них и до сих пор еще недостаточно изучены. Основное значение имеют явления, сопровождающиеся переходом механической энергии потока в тепловую. Это, прежде всего, разогрев газа при прохождении его через скачки уплотнения и особенно через мощную головную волну , образующуюся на тупоносых телах. Большое значение имеет также и диссипация механической энергии в тепло, происходящая в пограничных слоях. [c.869]

Большой теоретический и практический интерес представляет задача о течении газа за скачком уплотнения в случае, если удельные теплоемкости ср, с ) являются постоянными величинами. Хотя такое течение считается частным (идеализированным) случаем движения газа, фиэико-химичсские свойства которого в большей или меньшей степени меняются при переходе через скачок, тем не. менее найденные результаты решения этой задачи дают возможность представить общую качественную картину скачкообразного перехода. Получаемые прн этом в явной форме зависимости, характеризующие изменение параметров газа при переходе через скачок, могут использоваться также для приближенной количественной оценки этих параметров, когда рассматривается более общий случай переменных теплоемкостей. Наконец, рассматриваемая задача имеет и самостоятельное значение, так как ее решение применимо непосредственно для определения параметров 1Г1за за скачком уплотнения, возникающим в потоке со сравнительно небольшими сверхзвуковыми скоростями, при которых изменение удельных теплоемкостей в сжатом газе пренебрежимо мало. Эти скорости, определяемые для наиболее интенсивного — прямого — скачка уплотнения, соответствуют примерно числам. Чсс<3-н4. [c.161]

Заметим, что сформулированная задача эквивалентна задаче об ударе твердым телом с передним плоским срезом в виде длинного прямоугольника шириной 2Ь (форма решения для этого случая приводится в 13 там же рассматриваются более сложные задачи погружения твердых тел в сжимаемую жидкость). Ее решение впервые было получено Л. А. Галиным [20] причём для определения потенциала ф использовалась формула, применяемая при анализе обтекания сверхзвуковым потоком газа слабоизогнутого крыла прямоугольной формы в плане. В [20] найден также закон движения пластины в начальный момент времени после удара. [c.64]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...