Профиль крыловой тонкий

НОЙ СИЛЫ крыловых профилей и тонких тел при трансзвуковых скоростях. Однако в понимании этого явления сделаны только первые шаги и, следовательно, пока нельзя сделать каких-либо практических заключений. [c.66]

Экспериментальная проверка теоретической формулы для коэффициента подъемной силы пластины Су = 2л sin а показала, что для достаточно тонких тел с заостренной задней кромкой (крыловых профилей), при обтекании которых обеспечен плавный сход [c.242]

Экспериментальная проверка теоретической формулы для коэффициента подъемной силы пластины Су — 2л sin а показывает, что для достаточно тонких тел с заостренной задней кромкой (крыловых профилей), при обтекании которых обеспечен плавный сход струй с этой кромки, указанная формула приближенно применима при малых углах атаки (а < 12°). [c.259]

Тонкий крыловой профиль малой вогнутости можно рассматривать как дужку, уравнение которой в системе координат, показанной на рис. 83, представляется в виде [c.196]

Считая, что головная ударная волна образуется во внешнем по отношению к пограничному слою невязком потоке, примем следующую модель гиперзвукового обтекания вязким газом тонкого крылового профиля с острой передней кромкой. [c.703]

В этой главе рассматривается задача об обтекании тонкого крылового профиля потенциальным потоком идеальной несжимаемой жидкости. Предположение о тонкости профиля позволяет сделать ряд существенных упрощений в общей постановке задачи. [c.174]

Очень просто решается вопрос об определении обтекания тонкого крыла ялк дужки сверхзвуковым потоком (М >>1), если встать на путь применения линеаризированного уравнения (15 ). Рассмотрим, например, обтекание тонкого крылового профиля (рис. 107), образованного из двух кривых, имеющих уравнениями [c.337]

В начальной стадии движения при малом й (расстояние между цилиндром и критической точкой в потоке за двумя вихрями) измеренное распределение давления приближается к распределению давления в потенциальном потоке, но с течением времени различие между измеренным распределением давления и распределением давления в потенциальном потоке увеличивается. При обтекании тонких тел, таких, как крыловой профиль, тонкий эллиптический цилиндр, корпус корабля и т. д., измеренное распределение давления близко к распределению давления в потенциальном потоке даже при больших интервалах времени, поскольку нарастание пограничного слоя невелико. [c.212]

Отрыв потока с передней кромки может оказать влияние на весь режим обтекания поверхности. Как и в других случаях отрыва потока, вязкий поток отрывается на передней кромке под действием положительного градиента давления. При достаточно больших углах атаки крылового профиля положительный градиент давления на передней кромке с малым радиусом закругления оказывается достаточно большим, чтобы вызвать отрыв. При больших числах Маха отрыв потока с передней кромки зависит от интенсивности скачка уплотнения, образующегося около передней кромки. Даже при малых углах атаки тонкого крыла с большой стреловидностью и с заостренной передней кромкой поток отрывается от передней кромки с образованием вихрей над верхней поверхностью крыла, оказывая влияние на аэродинамические характеристики, в особенности в условиях взлета и посадки, а также под действием порывов ветра и взрывных волн в атмосфере. Другим интересным явлением считается отрыв потока с острия иглы, установленной перед тупой носовой частью тела при сверхзвуковых скоростях. Такая игла может способствовать уменьшению сопротивления и теплопередачи к летательным аппаратам, развивающим большие скорости ). Она может быть также использована как эффективное средство управления. [c.200]

Крупный этап развития теории решеток заключается в распространении на них методов, развитых в двадцатых годах в теории обтекания тонких крыловых профилей. Эти методы возникли из представления о присоединенных вихрях, распределенных вдоль хорд профилей, которое, по существу, было гидро- У [c.111]

Таким образом, подытоживая все сказанное, мы можем утверждать, что причиной малой величины лобового сопротивления тонких тел и возникновения подъемной силы крыловых профилей является, как правило, турбулентная форма течения в пограничном слое. [c.51]

Однако применение намеченного в общих чертах способа Блазиуса сильно ограничивается тем, что для тонких тел, особенно важных в практическом отношении, требуется брать очень большое число членов ряда,, больше, чем это возможно для составления таблиц с допустимой затратой времени. Причина этого заключается в следующем для тонких тел, например для эллипса, обтекаемого в направлении длинной оси, или для крылового профиля, скорость потенциального течения вблизи критической точки возрастает очень резко, а дальше, позади критической точки, она изменяется на большом участке профиля незначительно, приближенное же представление такого рода функции в виде степенного ряда с малым числом членов получается плохим. Тем не менее способ Блазиуса не теряет практической ценности для тонких тел. В самом деле, в тех случаях, когда сходимости ряда недостаточно, чтобы довести расчет по способу Блазиуса до точки отрыва, можно поступить следующим образом рассчитать по способу Блазиуса, т. е. аналитически и притом с большой точностью, только ближайший от критической точки участок пограничного слоя, а затем вести расчет дальше численно, например методом продолжения. [c.162]

В заключение упомянем, что для тонких тел, например для тонкого эллиптического цилиндра, обтекаемого в направлении длинной оси эллипса, или для крылового профиля, рассмотренные явления отрыва наблюдаются в значительно меньшей степени, чем для круглого цилиндра. Именно поэтому для тонких тел измеренное распределение" давления обычно очень хорошо совпадает с теоретическим потенциальным распределением (см. рис. 1.11). [c.396]

Приближенная теория Прандтля—Глауэрта, основанная на методе линеаризации уравнений газовой динамики, справедлива лишь для весьма тонких профилей, обтекаемых под малыми углами атаки. Для исследования обтекания дозвуковым потоком крыловых профилей следует обратиться к точным уравнениям движения идеального газа. [c.405]

Все, что сказано о подъемной силе и моменте тонкого мало изогнутого крылового профиля Жуковского — Чаплыгина, остается с большой степенью приближения справедливым и для соответствующих по тонкости и вогнутости крыловых профилей произвольной формы. Этр подтверждается изложенной в следующем параграфе общей теорией любого тонкого, слабо изогнутого крылового профиля. [c.256]

Исследование процесса развития регулярных волновых течений из малых возмущений и устойчивости этих течений [25, 26] показало, что оптимальные режимы обладают определенными преимуществами перед другими и с наибольшей вероятностью реализуются в эксперименте. В этих работах применялся прямой метод для исследования волновых режимов. Форма профиля скорости в поперечном сечении задавалась заранее, затем из полной краевой задачи, описывающей течение жидкости, выводилась система нелинейных уравнений для формы поверхности и локального расхода жидкости. Были получены нелинейные периодические решения этой системы, соответствующие волновым движениям. В работе [27] методом Крылова—Боголюбова (см. [28]) уравнение для возмущения, полученное после задания параболического профиля скорости, решено в первом приближении. По существу, это один из возможных частных случаев более общего решения работы [25], где исчерпаны возможности применения прямых методов к отысканию волновых режимов. В другой работе [29] выявлена возможность существования некапиллярных волн на поверхности тонкого слоя вязкой жидкости. Пока найдено только качественное согласие теоретического профиля гравитационной волны с экспериментальным. [c.8]

В настоящее время активно развиваются методы решения задач генерации поверхностных гравитационных волн поступательно движущимся телом, позволяющие учитывать нелинейность граничных условий на свободной поверхности и контуре. Полученные результаты в значительной мере отражены в обзорных работах [1-3]. Наибольшие успехи достигнуты при обтекании особенностей [4—7]. Рассмотрение цилиндрических форм при нелинейных граничных условиях было начато в [8]. Среди последних работ этой области отметим исследования [9, 10]. Применению так называемой двойной модели [11], связанной с введением зеркально отображенного контура, посвящены работы [12-14]. Обтекание тонкого профиля по схеме возмущений [15] рассматривалось в [16, 17]. Границы применимости теории возмущений подробно исследованы в [4]. Тонкий профиль в полной нелинейной постановке исследовался в [18]. Методы конечных и граничных элементов для решения задачи о движении подводного крыла применялись в [19, 20]. В [21, 22] предложен метод для вычисления полностью нелинейного течения около подводного крылового профиля, в котором решение опирается на панельный метод высокого порядка. [c.165]

Одним ИЗ важнейших факторов, влияющих на величину Квнр, а значит, и на положение точки перехода, является градиент давления. Как известно, при обтекании тел он может быть как положительным, так и отрицательным. В области отрицательных градиентов, т. е. в области ускоряющегося или конфузорного течения, пограничный слой чаще всего остается ламинарным, тогда как в области положительных градиентов (или диффузорного течения) обычно происходит переход к турбулентному режиму. При этом точка перехода располагается ниже точки минимума давлений, поэтому в первом приближении положение точки перехода на удобообтекаемых телах при отсутствии отрывов пограничного слоя можно определять по положению точки минимума давлений. Поскольку последнее зависит от формы профиля тела, можно в определенных пределах управлять положением точки перехода, изменяя надлежащим образом форму профиля. Это используется для снижения сопротивления трения тонких крыловых профилей. Дело в том, что трение, определяемое касательными напряжениями, в ламинарном слое гораздо меньше, чем в турбулентном. Выполняя профиль таким, чтобы его сечение с наибольшей толщиной, при- [c.362]

Таким образом, цилиндр крылового профиля в зависимости от его положения в потоке может быть удобо- или неудобообтекаемым телом. В первом случае его сопротивление давления мало и сила лобового сопротивления почти полностью определяется вторым слагаемым в формуле (10.4), т. е. сопротивлением трения. Во втором случае, наоборот, сопротивление давления велико, а трение в большинстве случаев пренебрежимо мало. Применяя уравнение количества движения, можно показать, что сопротивление давлен ния тем меньше, чем меньше ширина гидродинамического следа (вихревой зоны за телом). Поэтому удобообтекаемыми могут быть только такие тела, которые имеют заостренную или тонкую заднюю кромку. Для них при безотрывном обтекании теоретическая ширина следа равна нулю. [c.393]

До разработки общих методов расчета течений через решетку произвольных профилей большое распространение получили приближенные методы расчета решеток из тонких слабоизогнутых профилей, близких к пластинкам. Эти методы обобщают известный прием Прандтля — Глауэрта для расчета обтекания одиночного крылового-профиля и основываются на предположении о малости возмущений, вносимых профиле.м в равномерный поток. [c.57]

Проблемой учета сжимаемости при обтекании крыловых профилей занимались и виднейшие зарубежные ученые. Так, немецким профессором Л. Прандтлем и английским профессором Глау-эртом была создана приближенная теория крыла в дозвуковом потоке. Как показали исследования, она оказалась справедливой лишь для очень тонких профилей, обтекаемых под весьма малыми углами атаки. [c.22]

Установка вертикальных перегородок в выходном сечении сопла со скошенным срезом еще более усложняет структуру течения в реактивной струе. Фотографии картины течения в плоском сопле со скошенным срезом при наличии 12 тонких перегородок, установленных равномерно по ширине выходного сечения сопла, представлены на рис. 4.28. На возникающие за срезам сопла при виде в плане скачки уплотнения, аналогичные скачкам у сопла без перегородок (рис. 4.27), накладываются по два хвостовых замыкающих скачка уплотнения от каждой вертикальной перегородки, которые имеют некоторую ненулевую тещину и обтекаются как крыловые профили. Это наложение скачков дает ячеистую картину течения в плане, трансформация которой с увеличением ТГс происходит в виде увеличения размеров ячеек (рис. 4.28). Увеличение толщины перегородок от //Л = 0,07 до 0,35, сохраняя ячеистость структуры течения за срезом сопла, приводит при наличии более толстых перегородок к уменьшению критического сечения сопла (как суммарного, так и локального между двумя соседними перегородками), к образованию плоского сверхзвукового сопла между двумя соседними перегородками и возникновению более сильных замыкающих скачков уплотнения у среза сопла на конце перегородок, являющихся относительно толстыми крыловыми профилями (рис. 4.29). Установка на скошенном срезе сопла (сверху или снизу) прямолинейной или зубчатой горизонтальной панели практически не изменяет ячеистой структуры течения в струе. Это можно наблюдать, сравнивая при одинаковых значениях тг теневые фотографии струи сопла со скошенным срезом и 12-ю тонкими вертикальными перегородками без панели (рис. 4.28) и с зубчатой панелью (рис. 4.30). [c.211]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...