Давление лобовое

Шар, к которому по форме приближаются многие твердые компоненты потоков газовзвеси, является плохо обтекаемым телом. Безотрывное обтекание сохраняется лишь при невысоких числах Rex, а положение точки отрыва пограничного слоя от поверхности зависит от режима обтекания, т. е. от Ret- Соответственно меняется и закон сопротивления, который оценивается коэффициентом аэродинамического сопротивления Сш, учитывающим как силы трения, так и разность сил давления в лобовой и кормовой частях шара. [c.47]

Поле течения сжимаемого газа внутри проницаемой полусферической оболочки может быть определено решением уравнения (3.74) относительно р. При граничных условиях (3.75) решение получается в аналитическом виде. Выполненный анализ показал, что для газообразного охладителя заблокированная зона вблизи лобовой точки становится больше. При давлении подачи ро = 1,5 минимальное относительное давление на застойной изобаре снижается до 0,929 по сравнению с 0,990 для жидкости. [c.74]

Если взять малую площадь 6F поверхности стержня, внутри которой находится точка В, то, умножив ее на приращение давления Др, получим элементарную силу (силу лобового сопротивления), с которой поток жидкости действует на элемент поверхности стержня в критической точке В [c.237]

Таким образом, сопротивление давления представляет собой результирующую сил давления жидкости, а лобовое сопротивление представляет собой сумму сопротивления давления и сопротивления трения. [c.549]

Лобовое сопротивление, как уже указывалось, представляет собой сумму сопротивления трения и сопротивления давления. Соотношение между этими компонентами лобового сопротивления в различных случаях различно. В случае цилиндра, например, преобладающую роль играет сопротивление давления, В случае же гладкой пластинки, расположенной вдоль потока, лобовое сопротивление обусловлено почти исключительно тангенциальными силами, действующими на пластинку со стороны жидкости, т. е. представляет собой почти целиком сопротивление трения. Наоборот, [c.549]

Мы говорили все время о телах, имеющих большие размеры в направлении оси г. Однако эти же соображения остаются справедливыми и в случае тел вращения, ось которых расположена вдоль оси х. В частности, для объяснения различного лобового сопротивления тел, изображенных на рис. 320, могут быть применены те же соображения. На рис. 329 приведена фотография наблюдаемой картины обтекания тела сигарообразной формы. В отличие от случая обтекания цилиндра (рис. 331, стр. 552), позади тела отсутствует завихренная область пониженного давления. [c.550]

Полное лобовое сопротивление в тех случаях, когда преобладающую роль играет сопротивление давления, также растет приблизительно пропорционально pv . Вместе с тем для тел одинаковой формы оно пропорционально площади, характеризующей поперечные размеры тел, например площади наибольшего поперечного сечения в случае сигарообразного тела. Поэтому величину лобового сопротивления можно выразить так [c.551]

Чтобы ответить на этот вопрос, нужно, как мы это делали, рассматривая лобовое сопротивление при обтекании цилиндра, обратиться к распределению давлений потока на различных участках крыла [c.556]

Перетекание воздуха снизу вверх у торцов крыла происходит тем более интенсивно, чем больше разность давлений под крылом и над ним, т. е. чем больше угол атаки. Вследствие этого при увеличении угла атаки лобовое сопротивление для крыла конечного размаха растет гораздо быстрее, чем для крыла бесконечной длины. Ясно, что эти явления сказываются тем меньше, чем больше длина крыла по отношению к его ширине, т. е. чем больше относительный размах крыла. С точки зрения уменьшения лобового сопротивления выгодно применять крылья с большим относительным размахом. [c.560]

Качественные соображения относительно распределения давлений, которыми мы пользовались в предыдущих параграфах, весьма наглядны, но, конечно, непригодны для расчета величин подъемной силы и лобового сопротивления. Для этого нужна математическая теория, которая позволила бы количественно описать рассмотренную выше качественную картину. Создание такой теории настолько затруднено необходимостью учитывать силы вязкости, что трудностей этих до сих пор не удалось полностью преодолеть. [c.561]

Наглядность картины обтекания вращающегося цилиндра позволяет проследить происхождение подъемной силы и лобового сопротивления и отчетливо разделить роль вязкости в образовании той и другой силы. Подъемная сила обусловлена тем, что скорость жидкости над цилиндром оказывается больше, чем под ним, и поэтому, в соответствии с законом Бернулли, давление под цилиндром выше, чем над ним. Лобовое сопротивление обусловлено главным образом неполным обтеканием цилиндра — наличием позади него области с пониженным давлением. Именно благодаря силам вязкости увеличивается скорость потока, обтекающего вращающийся цилиндр сверху, [c.563]

Здесь 1, h — длины отрезков аЬ, ЬА oji, 2 — углы наклона этих отрезков, которые параллельны соответствующим участкам центрального тела р, рг — давления за первым и вторым косыми скачками. Разделив силу Х оп на скоростной напор набегающего потока и площадь лобового сечения обечайки Fa, получим коэффициент дополнительного сопротивления жидкого контура аЬА [c.484]

На ромбовидный профиль при нулевом угле атаки действует сипа лобового сопротивления, обусловленная наличием избыточного давления на его передней поверхности АВ и разрежения на задней поверхности ВС (рис. 10.20) [c.42]

Проекция элементарной силы давления на направление движения— лобовое сопротивление, согласно (43), [c.121]

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]

Поскольку сопротивление давления определяется только распределением давления по поверхности тела, естественно попытаться в рамках теории идеальной жидкости построить такую схему течения, которая давала бы теоретическое распределение, близкое к действительному. Схема безотрывного обтекания круглого цилиндра потенциальным потоком, рассмотренная в гл. 7, дает удовлетворительный результат только для лобовой части поверхности цилиндра, а на тыльной ее стороне теоретическое и опытное распределения давлений резко расходятся, причем теория приводит к парадоксу Даламбера. Схема отрывного обтекания (Кирхгофа), как отмечено выше, дает более точный результат по распределению скорости, однако расчетное сопротивление при этом почти в 2 раза меньше действительного. Хорошая согласованность теоретических и экспериментальных результатов получается при использовании схемы так называемой вихревой дорожки Кармана, согласно которой за обтекаемым телом образуется полоса, заполненная дискретными вихрями, расположенными в шахматном порядке (рис. 10.3). При определенном соотношении расстояний между вихрями эта дорожка является устойчивой и с помощью уравнения импульсов можно найти теоретическое значение вихревого сопротивления. [c.393]

Зависимость р (0) можно представить в виде полярной диаграммы (рис. 119), при построении которой значения р откладываются от поверхности окружности по радиусу, внутрь нее, если р О о, и наружу, если р < 0. Другим способом представления этой зависимости является координатная диаграмма (рис. 120). На обеих диаграммах кроме теоретической зависимости р (0) нанесены кривые распределения давления по поверхности цилиндра, полученные в опытах при разных условиях обтекания цилиндра потоком реальной жидкости. Можно видеть, что в лобовой части обтекаемого тела теоретическая и опытная кривые удовлетворительно согласуются, однако в тыльной части они резко расходятся. Это связано с различием полей скорости за тыльной [c.241]

Объяснение этому факту можно дать, 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 его лобовой части будут весьма 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, то элементарные силы давления, нормальные к его поверхности, дадут составляющие в направлении оси х, сумма которых и образует подсасывающую силу Pj. Уменьшая толщину тела до нуля, в пределе получим обтекание пластины. [c.259]

Коэффициентом любой аэродинамической силы F называе этой силы к произведению скоростного напора на характе S. = FKq S). Например, коэффициент лобового сопротивления Рассмотрим общие зависимости для аэродинамических коэффициентов. Выделим на поверхности некоторого тела (рис. 1.23) элементарную площадку dS. На нее действуют нормальная аэродинамическая сила от избыточного давления (р — poo)dS и касательная сила TdS. Сумма проекций этих сил на ось скоростной системы [c.25]

Комплексный потенциал при обтекании кругового цилиндра единичного радиуса несжимаемым циркуляционно-поступательным потоком в плоскости а = X + у (рис. 6.2) имеет вид W = Кос (о + 1/а) -г + ([ Г/(2л)11п а. Найдите распределение скоростей (давлений) по поверхности цилиндра, определите подъемную силу V и лобовое сопротивление Xа также положение критических точек (точек полного торможения) на цилиндре при скорости Уоо = 50 м/с, циркуляции Г == 1,225 кг/м . [c.162]

Кривая 1 на рис. 10.4, характеризующая распределение давления по поверхности тела вращения, соответствует обтеканию этого тела несжимаемым потоком (Моо = 0) идеальной жидкости. На это указывает симметричный относительно вертикальной оси аЬ вид этой кривой. Нетрудно видеть, что лобовое сопротивление тела равно нулю, так как силы давления, действующие на передний участок поверхности, уравновешиваются такими же силами, возникающими в хвостовой части и направленными в противоположном направлении. Кривая 2 соответствует обтеканию того же тела потоком реальной жидкости, обладающей свойством вязкости. При этом так как избыточное давление на передней части поверхности меньше, то, очевидно, и скорость набегающего потока меньше, чем в первом случае. [c.497]

На рис. 11.27 изображены поляры крыльев без механизации и с отклоненными закрылками. Отклонение закрылков увеличивает лобовое сопротивление, максимальное значение подъемной силы и критическое значение числа Маха, но при этом снижает критический угол атаки и качество крыла. Это объясняется перераспределением давления при отклонении закрылков давление на нижней поверхности крыла повышается, над верхней поверхностью закрылка образуется разрежение, что увеличивает скорость и снижает давление на верхней поверхности крыла (подсасывающий эффект). [c.625]

Исследования показали, что эффект от применения щели или системы отверстий, проявляющийся в увеличении подъемной силы, практически одинаков, однако в первом случае оказывается несколько большим лобовое сопротивление. Отсос и сдув пограничного слоя могут использоваться также для уменьшения аэродинамического сопротивле-н и я. В этих целях щели или отверстия располагаются в хвостовой части обтекаемого тела, где достигается предотвращение отрыва, способствующее снижению подсасывающего эффекта за кормой и, как следствие, уменьшению сопротивления от давления. [c.104]

Указание. Так как гравитационное подобие отсутствует (значения числа Фруда для модели и натуры неодинаковы), поля давлений на поверхности тела в модели и натуре неподобны. Поэтому действующую на тело суммарную силу нельзя пересчитывать по закону динамического подобия. Этому закону будет удовлетворять только сила лобового сопротивления, возникающая при обтекании тела, которая равна рагнюсти вектора суммарном силы Р н архимедовой силы Ра = = pgV, обусловленной весомостью жидкости. Так как в условиях задачи эти силы при вертикальном положении капала направлены противоположно, получаем для пересчета сил [c.118]

В некоторых случаях процессы тепломассопереноса имеют ярко выраженный двухмерный характер, например, при транспирационном охлаждении передней части затупленных тел, обтекаемых высокоскоростным потоком. Для них характерно резкое уменьшение расхода охладителя вдоль внешней поверхности в направлении от лобовой точки давления окружающей среды и плотности теплового потока. Особенно значительное воздействие оказывает изменение внешнего давления, что приводит к существенному усложнению поля течения охладителя. Рассмотрим это на примере полусферической пористой оболочки [29, 30]. Полусферическая стенка обтекается сверхзвуковым потоком газа, распределение давления в котором вдоль поверхности р задается модифи- [c.73]

На рис. 3.19 показано рассчитанное с помощью выражения (3.76) потенциальное поле в виде изобар р = onst и линий тока G/Gq для Лц, = 2 и трех значений относительного давления подачи охладителя Ро = 10, 2 и 1 . При большой величине ро (см. рис. 3.19, д) охладитель сквозь пористую стенку течет почти радиально, а массовый расход его слабо изменяется по внешней поверхности - решение близко к одномерному. Для промежуточного давления подачи на результаты оказывает существенное влияние изменение давления вдоль внешней поверхности - расход охладителя меняется на внутренней поверхности, а линии тока заметно отклоняются от лобовой точки (см. рис. 3.19, б). [c.74]

Особенно резко изменение внешнего давления проявляется при малом давлении подачи (см. рис. 3.19, в). Искажение поля течения настолько велико, что на внешней части проницаемой оболочки вблизи лобовой точки появляется 3a6noKHj BaHHaH для охладителя область, ограниченная застойной изобарой р = 0,990. Через эту область охладитель не проходит - он обтекает ее в поперечном направлении. Эта зона доступна для проникновения высокотемпературного газа из внешнего потока, что может вызвать разрушение (расплавление) матрища. [c.74]

Рассмотрим двухмерные процессы тепломассопереноса в проницаемых матрицах при течении сквозь них газообразного охладителя. Принятая физическая модель изображена на рис. 3.20. Размеры матрицы Lx и Ly вдоль осей хп у соответственно. Газообразный охладитель подается через тьшьную поверхность х = Lx к течет по направлению к обогреваемой фронтальной. Система симметрична относительно оси х. Распределение результирующего теплового потока и внешнего давления вдоль фронтальной поверхности в безразмерном виде показано на рис. 3.21. Такое распределение соответствует условиям вблизи лобовой точки спускаемого аппарата. Использованы два варианта подачи охладителя на тыльной поверхности с постоянным массовым расходом G Lx) и рао- [c.74]

Основным способом оптимизации является изменение толщины пористой стенки и ее проницаемости - вбпизи лобовой точки толщина минимальна, а проницаемость - максимальна. Выбор оптимальных распределений толщины и проницаемости стенки обычно осуществляется методом последовательных приближений на основе решения всей замкнутой системы уравнений тепломассопереноса. На рис. 3.24 показан пример двухмерного распределения давления, массового расхода охладителя и температуры матрицы в такой стенке [ 29, 30]. Охладитель (вода) полностью испаряется на внешней поверхности, а ее температура равна температуре насыщения охладителя и изменяется в соответствии с заданным законом распределения внешнего давления. Наружная поверхность имеет форму полусферы, сопряженной с конусом, внутренняя — полусферы, сопряженной с цилиндром. Проницаемость матрицы уменьшается в направлении от лобовой точки по экспоненте. Для таких условий расход охладителя вблизи лобовой точки остается почти постоянным, ниже изобары 035 он монотонно падает. Увеличением толщины стенки с одновременным уменьшением ее проницаемости удается скомпенсировать резкое падение давления вдоль внешней поверхности. Оптимальное сочетание толщины и проницаемости стенки достигается только для фиксированных внешних условий. [c.76]

Такое распределение, полученное эк спериментально, изображено на рис 336. Давление под крылом оказывает ся повышенным по сравнению с дав лением в набегающем потоке, а давление над крылом -Р пониженным по сравнению с давлением в набегающем потоке. Результирующая этих сил, направленная вверх, —это и есть подъемная сила. Повышенное давление у передней кромки крыла создает лобовое сопротивление. Ясно, что крылья самолета тем лучше будут выполнять свое назначение, чем большую подъемную силу они позволят развивать и чем меньше при этом будет лобовое сопротивление. Поэтому качество крыла определяется отношением подъемной силы к лобовому сопротивлению. [c.556]

Выще мы рассматривали обтекание крыла бесконечной длины , т. е. не учиты-, вали явлений, происходящих у концов крыла. Эти явления сказываются на величине подъемной силы и лобового сопротивления следующим образом. Для упрощения картины положим, что концы крыла ограничены вертикальными плоскостями (рис. 34)), которые мы будем называть торцами крыла. Когда возникает подъемная сила, то это значит, что под крылом установилось более высокое давление, чем над крылом. Поэтому у торца крыла возникает движение воздуха снизу вверх, как указано стрелками на рис. 341. Это движение воздуха у торцов крыла изменяет распределение скоростей, а следовательно, и распределение давлений в потоке, обтекакхдем крыло. [c.559]

Перенеся распределение давлений с участков ABD и A D невращающегося цилиндра и учитывая указанные изменения величин падения давления, получим для вращающегося цилиндра распределение давлений, примерно изображенное на рис. 346. Легко видеть, что результирующая этих сил давления имеет вертикальную составляющую. Таким образом, в то время как покоящийся цилиндр испытывает при обтекании потоком вязкой жидкости только лобовое сопротивление, вращающийся цилиндр при тех же условиях испытывает не только лобовое сопротивление, но и подъемную силу. При этом, как указывалось выше ( 130), возникновению подъемной силы должно сопутствовать отклонение вниз потока, обтекающего тело на рис. 345 это хорошо видно, [c.562]

В отличие от силы лобового сопротивления подъемная сила может возникать и тогда, когда тело обтекается невязкой жидкостью (например, при обтекании полусферы идеальной жидкостью рис. 119). Если полусфера расположена в потоке так, что ее плоская поверхность пара,плельна линиям тока, то при полном обтекании тела линии тока будут сгущаться вблизи точки А. Это приводит к тому, что, по закону Бернулли, давление в точке А меньше, чем в точке В. Поэтому и возникает подъемная сила, перпендикулярная линиям тока в невозмущенном потоке. [c.150]

В лобовой (носовой) части цилиндра давление практически совпадает с тем, которое возникает при движении идеальной жидкости (см. рис. XIV.3). По Mefe приближения к кормовой части давление на поверхнос ти цклиндра становится меньше, чем в соответствующих местах цилиндра, обтекаемого идеальной жидкостью. [c.231]

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]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...