Обтекание пластины

Продольное обтекание пластины. Локальный коэффициент теплоотдачи (на расстоянии Х = х/1 от начала пластины) при ламинарном течении теплоносителя [c.83]

Оценить влияние скорости жидкости на коэффициент теплоотдачи при продольном обтекании пластины. [c.89]

Для определения влияния любого размерного фактора на коэффициент теплоотдачи необходимо выразить все безразмерные числа через входящие в них размерные величины и получить зависимость а от всех размерных величин в явном виде. Но скорость входит только в одно безразмерное число Re, поэтому степень ее влияния на а равна степени влияния Re на Nu. Для продольного обтекания пластины — при ламинарном течении в пограничном слое и — при турбулентном. [c.212]

Среднее значение коэффициента теплоотдачи при обтекании пластины воздухом для турбулентного пограничного слоя можно вычислить по формуле [17] [c.62]

Задача ХШ—21, Пластина, наклоненная к горизонтали под углом а — 45 , глиссирует вдоль свободной поверхности неподвижной воды с поступательной скоростью п == 36 км/ч, вызывая за собой понижение уровня на Д/i = 10 мм (на рисунке показано относительное обтекание пластины). [c.394]

Для определения среднего коэффициента теплоотдачи капельных жидкостей при обтекании пластины академик М. А. Михеев рекомендует следующие формулы для турбулентного движения при Неж >4-10 [c.431]

В тех случаях, когда при обтекании пластины скорость становится соизмеримой со скоростью звука или существенное значение приобретает теплообмен, необходимо учитывать сжимаемость. Предположим, что зависимость коэффициента вязкости от температуры описывается степенной формулой (4), а Рг = 1. Температура п величина N могут быть выражены через искомые величины II параметры внешнего потока (штрихом обозначено дифференцирование по rj) [c.293]

Для выяснения влияния числа Рг на параметры пограничного слоя рассмотрим обтекание пластины потоком сжимаемого газа при а = 1. Число Прандтля будем считать постоянным, но [c.296]

ГИПЕРЗВУКОВОЕ ОБТЕКАНИЕ ПЛАСТИНЫ [c.115]

Рис. 11.1. Обтекание пластины плоскопараллельным потоком жидкости

Обтекание пластины ламинарным потоком жидкости. Рассмотрим ламинарный пограничный слой, образующийся при обтекании полубесконечной тонкой пластины продольным плоскопараллельным потоком несжимаемой жидкости постоянной скорости (рис. 11.1). Под полубесконечной пластиной в дальнейшем подразумевается тонкая пластина бесконечной длины, передний край которой расположен не на бесконечности для определенности предполагается, что передний край пластины совпадает с осью ОУ, а сама пластина лежит в плоскости ХУ. Бесконечно длинная пластина, передний край которой лежит в бесконечности, на,зы-вается бесконечной пластиной. [c.375]

При обтекании пластины турбулентным плоскопараллельным потоком единственным геометрическим размером является расстояние от пластины до рассматриваемой точки потока поэтому А может равняться только г. Положив А = г, находим отсюда [c.400]

Рис. 11.4. Распределение скоростей при обтекании пластины линейное при ламинарном течении и логарифмическое при турбулентном течении

Рис. 11.6. Структура пограничного слоя при обтекании пластины

Теплообмен между вертикальной пластиной и окружающей жидкостью при ламинарном конвекционном движении будет аналогичен теплообмену в случае ламинарного обтекания пластины жидкостью, если вместо скорости набегающего потока жидкости Юо в формулу для Пи при вынужденной конвекции подставить скорость на границе пограничного слоя, т. е. заменить Ш(, на (б). [c.452]

Так как при внешнем обтекании пластины в случае Рг 1 согласно уравнению (12.11) [c.452]

Чтобы найти значение А, воспользуемся уравнением теплового баланса и уравнением теплообмена на поверхности раздела паровой пузырек— жидкость . Если движение жидкости около пузырька ламинарное, то для теплообмена между жидкостью и паровым пузырьком можно применить уравнение (12.11) для теплопередачи при внешнем ламинарном обтекании пластины в случае Рг 1 (то обстоятельство, что поверхность парового пузырька на самом деле сферическая, а не плоская, приведет лишь к изменению числового коэффициента в правой части этого уравнения). [c.467]

Чтобы определить значения их в рассматриваемом случае продольного обтекания пластины турбулентным потоком электропроводящей жидкости при наличии постоянного поперечного, т. е. перпендикулярного к поверхности пластины магнитного поля, воспользуемся соображениями, которые были высказаны в И.З по поводу механизма распространения плоских турбулентных пульсаций в турбулентном потоке. [c.661]

Экспериментальное исследование этого метода показало, что при заданной высоте выступа (он обычно не превосходит 0,15— 0,25 мм) коэффициент к сохраняется неизменным. Тарировка прибора осуществляется чаще всего при обтекании пластины, при этом величина Тц, определяется из уравнения импульсов для пограничного слоя. [c.206]

Выражение (7.42) используется при решении задач об обтекании пластины. [c.231]

Ниже рассмотрена сущность метода конформных отображений на примере задачи об обтекании пластины. [c.239]

ЦИРКУЛЯЦИОННОЕ ОБТЕКАНИЕ ПЛАСТИНЫ ПЛОСКИМ ПОТЕНЦИАЛЬНЫМ ПОТОКОМ [c.239]

Рис. 7.16. Схема для решения задачи о циркуляционном обтекании пластины

Рис. 7,17, Обтекание пластины потенциальным потоком

Поскольку обтекание пластины циркуляционное, согласно теореме Жуковского на ней возникает поперечная сила, равная р ыо Г. Величина циркуляции Г здесь не определена и в рассматриваемой теоретической схеме может быть выбрана произвольно. Однако очевидно, что только одно значение циркуляции может дать истинное значение силы Жуковского, совпадающее с полученным экспериментально. С. А. Чаплыгиным и Н. Е. Жуковским сформулирован упоминавшийся выше постулат, позволяющий устранить неопределенность величины циркуляции, а значит, и подъемной силы. Они обратили внимание на то, что при обтекании тел с заостренной задней кромкой (в частности, при обтекании пластины), согласно теоретическому решению, в точке за- [c.241]

На рис. 7.17 показаны конфигурации линий тока при обтекании пластины без циркуляции и с циркуляцией, выбранной по постулату Жуковского—Чаплыгина. Можно видеть, что для последнего случая (рис. 7.17, б) характерен плавный сход линий тока с пластины и только одна критическая точка Ki вторая в этом случае совмещается с точкой заострения. [c.242]

Согласно теореме Жуковского сила Р нормальна к вектору скорости щ, а значит, дает составляющую в плоскости пластины, направленную к передней кромке (рис. 7.18) и называемую подсасывающей силой. Этот результат представляется парадоксальным, поскольку все элементарные силы давления, результирующей которых является сила Жуковского, нормальны к поверхности пластины. Однако его можно объяснить, если представить, что пластина имеет конечную, хотя и малую толщину с плавно скругленным передним (лобовым) концом и заостренным задним. При обтекании такого тела скорости на лобовой части будут очень большими (в пределе для бесконечно тонкой пластины — бесконечно большими), а на остальной части поверхности — конечными. Соответственно, давления на лобовой части будут весьма малыми, а на остальной поверхности — конечными. Так как поверхность тела не является плоскостью, элементарные силы давления, нормальные к его поверхности, дадут составляющие в направлении оси X, сумма которых и образует подсасывающую силу Р -Уменьшая толщину тела до нуля, в пределе получим обтекание пластины. [c.243]

В заключение заметим, что небольшое видоизменение задачи об обтекании пластины дает обтекание эллиптического цилиндра, подробно описанное в работе [9]. [c.243]

Рассмотрим в комплексной плоскости г (рис. 7.24, а) симметричное струйное обтекание пластины потоком жидкости, который выходит из канала, ограниченного двумя параллельными стенками. Условно назовем это течение течением через клапан (рас- [c.254]

Рис. 7.24. Схема струйного течения через клапан (обтекание пластины потоком конечной ширины)

Рис. 7.26. Предельные случаи струйного обтекания пластины

Теперь в общем решении (7.70), (7.75) исходной задачи перейдем к пределу при А -> 1. Это значит, что точка А сливается с точкой Н (см. рис. 7.25, а), т. е. стенка канала НА перестает существовать, и нижней границей течения становится лишь свободная граница струи НВ (рис. 7.27, а). Если же это течение симметрично продолжим вверх через стенку канала ЯО, то получим отрывное обтекание пластины свободной струей (рис. 7.27, б). [c.262]

Рассмотрим предельный случай течения Мизеса. Пусть нижняя стенка НА канала (рис. 7.24, а) бесконечно продолжается вправо, т. е. точка А сливается с бесконечно удаленной точкой В. Это имеет место при Ь - I (рис, 7.24, в). Тогда получаем известное в гидравлике течение из-под прямоугольного затвора (рис. 7.28, а). Течение же через клапан перейдет в струйное симметричное обтекание пластины в канале с параллельными стенками (рис. 7.28, б), исследованное еще Н. Е. Жуковским. Если же течение из-под затвора симметрично продолжить вниз через стенку НА (штриховая линия на рис. 7.28, а), то приходим к истечению из прямоугольного сосуда через отверстие. [c.263]

Хотя понятие толщины вытеснения пояснено на частном примере обтекания пластины, оно сохраняет свой смысл и для обтекания других поверхностей. [c.328]

Приведенное решение показывает, что при обтекании пластины сопротивление трения можно определить, используя всего одну эмпирическую связь между функциями б и Гд. Можно было бы показать, что использованная форма этой связи соответствует степенному распределению скоростей в пограничном слое [c.370]

Рис. 10.10. Расчетные схемы супер-кавитационного обтекания пластины

О суперкавитационном обтекании пластины, которое дает хорошие результаты всюду, кроме концевой части каверны. [c.402]

При малых числах Re преобладают силы вязкости и режим течения жидкости ламинарной (отдельные струи потока не перемешиваются, двигаясь параллельно друг другу, и всякие случайные завихрения быстро затухают под действием сил вязкости). При турбулентном течении в потоке преобладают силы инерции, поэтому завихрения интенсивно развиваются. При продольном обтекании пластины (см. рис. 9,2) ламинарное течение в пограничном слое нарушается на расстоянии Хкр от лобовой точки, на котором Re p = ЮжХкр/v 5 10 . [c.82]

Подставляя выражение для Тш из (65) в интегральное соотношение количества движения, которое при обтекании пластины имеет такой же вид (62), как в несжимаемой жидкости,, и интегрируя, получим распределение тoлп ины потери импульса и коэффициента трения [c.305]

При отыскании аэродинамических сил, возникаюп их при свободно-молекулярном обтекании пластины и цилиндра, предполагалось, что температура поверхности тела равна температуре невозмущенного набегающего потока. Определение истинно температуры тела в свободно-молекулярном потоке представляет самостоятельную задачу ), на которой мы здесь не останавливаемся. [c.169]

Рассмотренные выше количественные соотношения относятся, главным образом, к теплоотдаче при безнапорном обтекании пластины. Для ламинарного пограничного слоя градиент давления оказывает существенное влияние на интенсивность теплоотдачи при вдувании. Отрицательные градиенты давления при прочих равных условиях увеличивают поток теплоты к стенке, а положительные — уменьшают интенсивность теплообмена. При турбулентном пограничном слое влияние градиента давления на интенсивность теплообмена невелико и при расчете может не приимматься во внимание. [c.421]

Теплоотдача от плоской пластины при обтекании пластины турбулентным потоком жидкости. Рассмотрим теплообмен между пластиной и жидкостью при турбулентном движении последней. Как и ранее, ограничимся приближением пограничного слоя, которое может быть найдено из анализа уравнений двилшния жидкости и переноса теплоты в турбулентном пограничном слое. [c.444]

Движение жидкости на начальном участке трубы в известной степени аналогично обтеканию пластины. Эта аналогия выполняется тем лучще, чем больще радиус трубы и чем меньще величина б/Р. На этом основании может быть предложен следующий сравнительно простой прием определения основных зависимостей для сопротивления движению и теплоотдачи при движении жидкости на основном участке трубы. [c.454]

Рис. 7.18. Образование шодсасывающей силы при обтекании пластины с циркуляцией

При обтекании круглого цилиндра потенциальным потоком благодаря симметричному распределению давлений по поверхности цилиндра результирующая этих сил равна нулю (парадокс Даламбера). Следовательно, для этого случая = 0. Можно доказать, что во всех случаях безотрывного обтекания цилиндрических тел потенциальным потоком сопротивление давления равно нулю. Однако при отрывном обтекании, когда за телом образуется мертвая зона или суперкавитационная каверна (см. п. 10.2), теория потенциальных течений дает не равное нулю значение силы сопротивления давления. Так, в п. 7.12 было доказано, что при струйном обтекании пластины, поставленной нормально к потоку (см. рис. 7.30), коэффициент лобового сопротивления, являющегося в данном случае сопротивлением давления, равен 0,88. Это подтверждается опытом только в тех случаях, когда за обтекаемым телом действительнсГобразуется зона, заполненная парами или газом, в которой давление приблизительно постоянно, как это предусмотрено теорией. Но в большинстве случаев за обтекаемым телом образуется так называемый гидродинамический след, представляющий собой область, заполненную крупными вихрями, которые, взаимодействуя и диффундируя, постепенно сливаются и теряют индивидуальность. На достаточном расстоянии от тела (дальний след) образуется непрерывное распределение дефекта скоростей в потоке, близкое к распределению скоростей в струнном пограничном слое. Наличие вихрей в гидродинамическом следе приводит к понижению давления на тыльной части поверхности тела и соответствующему увеличению сопротивления давления, которое часто называют также вихревым сопротивлением. [c.391]

Теоретическое описание течений с суперкавернами основывается на методах теории струй идеальной жидкости, основы которой изложены в п. 7.11 и 7.12. Возможность применить эту теорию основывается на том, что на поверхности суперкаверны сохраняется постоянное давление и ее можно рассматривать как свободную поверхность. Схема струйного обтекания пластины, приведенная на рис. 7.30 (схема Кирхгофа), по существу воспроизводит плоскую суперкаверну с числом кавитации к = 0. Но каверны, отвечающие значениям х > О, имеют конечные размеры, и потому исследователи искали другие расчетные схемы, воспроизводящие суперкаверны конечных размеров. [c.401]

Механика жидкости и газа (1978) -- [ c.185 ]

Теоретическая гидродинамика (1964) -- [ c.165 , c.563 ]

Теория пограничного слоя (1974) -- [ c.37 , c.39 , c.51 , c.170 , c.194 , c.196 , c.197 , c.200 , c.205 , c.243 , c.278 , c.292 , c.314 , c.358 , c.373 , c.392 , c.410 , c.411 , c.418 , c.572 , c.580 , c.586 , c.606 , c.639 , c.641 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...