Вязкость, влияние в гиперзвуковых течениях

О влиянии вязкости в гиперзвуковых течениях [c.128]

Влияние вязкости в гиперзвуковых течениях, на котором мы не останавливались в предыдущих параграфах главы, представляет собой сложную проблему. [c.128]

О ВЛИЯНИИ ВЯЗКОСТИ в ГИПЕРЗВУКОВЫХ ТЕЧЕНИЯХ [c.129]

Вязкость, влияние в гиперзвуковых течениях 128—131 [c.298]

Рассмотрим поле течения за отошедшей ударной волной, возникающей при обтекании с гиперзвуковой скоростью тела вращения, при условии, когда непосредственно за ударной волной влияние излучения на течение существенно, а влиянием вязкости и теплопроводности газа можно пренебречь. Решение поставленной задачи, очевидно, будут определять следующие параметры [c.192]

Интересно одно точное решение уравнений Навье — Стокса,, показывающее новые возможности получения гиперзвуковых потоков разреженного газа (В. Н. Гусев, 1968). Это — вязкое течение в сферическом стоке. Оказалось, что при определенных условиях течение переходит через звуковую линию и доходит до некоторой предельной сферы, на которой температура и давление стремятся к нулю, а скорость — к конечной величине. Вблизи этой поверхности число Маха и длина пробега стремятся к бесконечности. Течение можно представить создаваемым сферической криогенной панелью, совпадающей с предельной сферой. Строго говоря, вблизи предельной сферы уравнения Навье — Стокса теряют силу и необходим кинетический анализ течения. Известно, что при создании потоков разреженных газов с помощью сопел получению изэнтропического ядра препятствует быстрое нарастание пограничного слоя, обусловленное так называемой поперечной вязкостью. В течении от источника или стока проявляется продольная вязкость , связанная с диссипативными процессами, вызванными сильными продольными градиентами. Сравнение навье-стоксовского анализа для вязкого источника, вытекающего в вакуум (М. Д. Ладыженский, 1962), с соответствующим кинетическим решением ) показало, что уравнения Навье — Стокса завышают влияние диссипативных процессов. Возможно, что аналогичное положение имеет место и в данном случае. Ответ на этот вопрос должно дать решение уравнения Больцмана для этой задачи. [c.429]

Результаты экспериментальных исследований при гиперзвуковых скоростях течения [5] показывают значительное уменьшение турбулентного касательного напряжения с увеличением числа Маха. Уменьшение температурного фактора TJT, оказывает аналогичное воздействие на рейнольдсовы напряжения. Основное влияние на механизм генерации и диссипации турбулентности оказывает число Маха. При больших гиперзвуковых числах Маха (Ме>10) в условиях холодной стенки Гю/Г.ягО.П- -0.15 измерения турбулентной вязкости и длины пути смешения показывают значительное уменьшение безразмерной эффективной вязкости р-т/Мвб во внешней области. Постоянная р. в формуле для длины пути смешения (6.29) уменьшается с увеличением числа Маха. При гиперзвуковых скоростях течения в условиях холодной стенки модель турбулентного переноса может быть уточнена введением функциональной зависимости для р. [c.325]

Сопротивление тел в околозвуковом, сверхзвуковом и гиперзвуковом диапазонах скоростей представляет особую область газовой динамики, которую во вводном курсе осветить невозможно. Поэтому здесь будут приведены лишь некоторые экспериментальные результаты для основных форм обтекаемых тел и некоторые ссылки на более обширные источники информации. Изменение коэффициента сопротивления сфер и цилиндров в зависимости от числа Маха свободного потока в диапазоне от 0,1 до 10 иллюстрируется на рис. 15-29. На этом рисунке показано влияние сжимаемости при числах Рейнольдса как выше, так и ниже того, которое необходимо для перехода в пограничном слое от ламинарного течения к турбулентному. Для чисел Маха больше 0,7 влияние вязкости стаиовится малым, и кривые сливаются. Для сопоставления на рис. 15-30 Л. 14] показаны характеристики сопротивления удлиненной ракеты, корпус которой представляет собой заостренное тело вращения. Это тело имеет очень высокое критическое число Маха (Макр 0,95), и при Ма=3 сила сопротивления, действующая на него, составляет примерно 1/5 от сопротивления сферы с тем же диаметром, что и максимальный диаметр ракеты. Удобообтекаемое с точки зрения дозвукового потока тело, т. е. тело со скругленной передней кромкой, испытывает в сверхзвуковом потоке очень высокие силы сопротивления по сравнению с заостренными телами. [c.428]

Около верхней стороны клина гиперзвуковой поток обтекает эффективное тело , образованное с учетом влиянии вязкости и вдува. Рассматриваются лишь такие режимы, для которых характерный наклон эффективного тела г <С 1. Тогда невязкий ударный слой 1 (см. рис. 4.15) в первом приближении описывается гиперзвуковой теорией малых возмущений, изложенной, например, в работе [Хейз У.Д., Пробетин РФ., 1962]. Можно показать, что режим слабого взаимодействия Мг <С 1 для которого индуцируемый перепад давления мал но сравнению с давлением в набегающем потоке, в главных чертах описывается теорией, развитой в работе [Матвеева Н.С., Нейланд В. Я., 1970 для умеренных сверхзвуковых скоростей. Как показано в работе [Нейланд В.Я., 1970, б], такая же ситуация имеет место для течений без вдува. Поэтому здесь рассматриваются течения с Мт >> 1. Следуя гиперзвуковой теории малых возмущений, введем следующие координаты и функции для области 1 [c.172]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...