Вихри за плоской пластинкой

Кроме того, наблюдения показывают, что при числах Рейнольдса Ке > 10 линии тока, которые отделяются от плоской пластинки (или другого препятствия) в движущемся потоке, вскоре прекращают свое существование в турбулентной зоне смешения . Вследствие этого реальный след никоим образом не представляет собой неподвижную полосу мертвой воды , простирающуюся в бесконечность, как полагал Кирхгоф. Реальные следы заполнены вихрями, которые наиболее активны [c.84]

Первая попытка при помощи точных теоретических рассуждений получить результат, менее противоречащий обычному опыту, содержится в исследованиях Кирхгофа и Рэлея, относящихся к плоской задаче о движении плоской пластинки ( 76, 77). Следует заметить, что движение жидкости в такого рода задачах уже нельзя считать совершенно свободным от вихрей, так как поверхность разрыва равносильна вихревому слою ( 151). [c.857]

Необходимо, впрочем, подчеркнуть, что эти картины линий тока позволяют судить только о движении слоев жидкости, близких к стенкам, и не дают никакого представления о движении основной массы жидкости. На рис. 115 показана фотография придонной картины линий тока в прямолинейном русле, перегороженном поперек плоской пластинкой. Широкая белая полоса, огибающая пластинку спереди, показывает, что придонный слой жидкости, встречая область повышенного давления перед пластинкой, отрывается от дна уже на значительном расстоянии перед пластинкой. В обоих вихрях позади пластинки ясно видно спиральное, направленное внутрь, движение такого же вида, как на рис. 114, что в данном случае и следовало ожидать. Примечательно, что в этой области, где турбулентность особенно сильна, система прочерченных линий получилась более четкой, чем в других местах. Каким образом возникает такое прочерчивание линий тока, до сих пор объяснить не удалось. На рис. 116 изображена фотография придонного течения в изогнутом канале прямоугольного поперечного сечения. На этой фотографии отклонение придонного слоя внутрь изгиба, а также отрыв от внутренней боковой стенки после поворота выделяются особенно четко. [c.200]

Задача об обтекании вихря под свободной поверхностью тяжелой жидкости была решена Л. Н. Сретенским в 1933 г. и опубликована им в 1936 г. Однако М. В. Келдыш и М. А. Лаврентьев воспользовались принадлежащими Келдышу (1935) более простыми решениями задач о движущихся под поверхностью воды особенностях. Ими было получено основное интегральное уравнение для тонкого крыла, решение которого отыскивалось путем разложения в ряд по малому параметру 2а/А, где 2а — длина хорды крыла, а Л. — его погружение. Были получены также общие формулы для сил, действующих на крыло, и решены частные задачи о плоской пластинке, дужке круга и вытянутом эллипсе. [c.14]

При обтекании плоской пластинки, расположенной по потоку (угол атаки а = 0°), ламинарное течение в пограничном слое поддерживается на длине считая от передней кромки, определяемой числом Рейнольдса З-Ю —5-10 . После этого течение переходит в турбулентное. Точка перехода ламинарного пограничного слоя в турбулентный с увеличением числа Рейнольдса перемещается от задней кромки пластинки к передней. Сопротивление пластинки растет, и наибольшим оно становится, когда точка (зона) отрыва приближается к передней кромке. Важно отметить, что чем дольше сохраняется ламинарное течение вдоль пластинки, тем меньше ее сопротивление. Поэтому задача создания хорошо обтекаемых тел заключается в выборе такого профиля, у которого переход в турбулентное обтекание или отрыв вихрей происходит вблизи задней кромки тела. [c.41]

При Этом приближении сопротивление прямо пропорционально напряжению вихрей, отходящих от кромок тела. Тело широкой формы, в особенности при наличии острых кромок, как у плоской пластинки, порождает сильные вихри и имеет большое сопротивление формы тело хорошей фор-Л1Ы, как например симметричный профиль, имеет чрезвычайно малое сопротивление формы, и лобовое сопротивление его вызывается главным образом тангенциальными силами и поверхностным трением. [c.75]

Существование вихря Е в первой стадии движения может быть подтверждено экспериментально очень простым способом погрузить в воду плоскую пластинку и двигать ее толчками в направлении, составляющем небольшой [c.91]

Рис. 3.31. Вихрь на выпуклом угле Б 135° и на задней кромке плоской пластинки.

Подковообразные вихри перед иилиЕДром в пограничном слое. Ламинарный пограничный слой на плоской пластинке отрывается впереди короткого кругового цилиндра, высота которого примерно в три раза больше толщины пограничного слоя. Завихренность в пограничном слое концентрируется в трех вихрях, загибающихся вокруг передней части цилиндра. Ближе к пластинке, в зоне возвратного течения, образуются два вихря противоположного знака, они отражаются в пластинке. Число Рейнольдса, рассчитанное по диаметру ци- [c.57]

Неустойчивая ламинарная струя, ударяющая в пластинку. Визуализации сдвигового слоя струи осуществляется с помощью краски в воде при числе Рейнольдса, рассчитанном ио диаметру и скорости на выходе, равном 4000. Плоская пластинка располагается на рас-сгоянии трех диаметров от сопла. Развитие струи модулируется обратным воздействием вихрей, ударяющихся о пластинку. Фото Но СЬ111-М1п [c.73]

Решение плоской задачи о стационарном глиссировании пластинки по поверхности невесомой жидкости опубликовано в 1933 г. в работе, выполненной под руководством С. А. Чаплыгина М. И. Гуревичем и А. Р. Янпольским. Решения основных задач нестационарного глиссирования в связи с теорией движения крыла со сбегающими вихрями, глиссирования по поверхности тяжелой жидкости и глиссирования на нескольких реданах были даны в цикле работ Л. И, Седова (1935—1937). (Необходимо также отметить работу Н. Е. Кочина, 1938.) В этих же работах получены основные данные о влиянии числа Фруда на глиссирование и, в частности, выяснены вопросы моделирования и характеристики устойчивости глиссирования. Задачи о глиссировании по поверхности тяжелой жидкости конечной глубины решены Ю. С. Чаплыгиным (1940, 1941) и М. Д. Хаскиндом (1943), причем Ю. С. Чаплыгиным произведены расчеты глиссирования плоской пластинки при любых значениях числа Фруда. [c.50]

При исследовании течения около плоской пластинки в эллиптической системе координат Лил [1969] для определения я) и на внешней границе брал асимптотическое решение на далеком расстоянии, предложенное Имаи. Это решение дает поправку первого порядка (к решению для потенциального течения), зависящую от коэффициента сопротивления пластинки Со- Коэффициент Со получается интегрированием сил трения по поверх-ностн пластинки (задача 2.2) на каждом итерационном шаге. Значит, вычислительные граничные условия на достаточно удаленной границе, задаваемые здесь посредством аналитического решения, итеративно связаны с определением вихря на стенке. (Это решение применимо только для стационарного состояния [c.257]

Рис. 3.31. Вихрь на выпуклом угле Такие постановки разрывных в 135° и на задней кромке плоской значений В угловоЙ ТОЧКе репластинки. комендуются в задачах о течении около передней или задней кромок бесконечно тонкой плоской пластинки здесь, как показано на рис. 3.31,6, рассматриваются три значения вихря и (Если не предполагается симметрия течения, то, очевидно, на разных сторонах пластинки необходимо задавать различные значения .) В связи с этой задачей отметим, что Иосидзава [1970] (а также другие авторы см. разд. 6.4) численно решал задачу о течении в окрестности передней кромки плоской плзстипы. используя уравнения Навье —Стокса в параболиче-

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...