Обтекание цилиндрического тела

При обтекании цилиндрического тела произвольного профиля плоским потенциальным потоком силовое воздействие потока на тело сводится в общем случае не только к силе Жуковского, но и к некоторому гидродинамическому моменту. Сила Жуковского при этом является результирующей элементарных сил давления, распределенных по поверхности тела, или главным вектором сил давления, а момент этой силы — главным моментом. [c.231]

Этой теореме можно дать следующую формулировку при обтекании цилиндрического тела произвольного профиля плоским по-234 [c.234]

Рис. 7.21. Схема для решения задачи обтекания цилиндрического тела потенциальным потоком

В заключение отметим, что при изучении обтекания цилиндрических тел нельзя значения сил, полученных для плоской задачи, распространять на все тело путем простого их умножения на размер цилиндра вдоль образующей. Дело в том, что при обтекании цилиндров конечной длины возникают так называемые концевые эффекты , которые заключаются в образовании вблизи концов цилиндра вторичных течений, создающих за цилиндром особую систему вихрей, которая может заметно влиять на силы, действующие на тело. Такая система вихрей (вихревая пелена) изменяет направление поперечной силы Жуковского, что приводит к появлению индуктивного сопротивления. Эти вопросы изучаются в теории крыла. [c.398]

Этой формулой выражается теорема Жуковского о подъемной силе, которая гласит, что при обтекании цилиндрического тела произвольного профиля плоским потенциальным потоком с циркуляцией на каждую единицу длины тела со стороны потока действует сила, равная произведению плотности жидкости, скорости потока в бесконечности и циркуляции по контуру, охватывающему тело. [c.251]

Рис. 6.1.2. Режимы обтекания цилиндрического тела с коническим носком и центральной иглой

Рис. 6.5.9. Схема обтекания цилиндрического тела со сферическим носком

При обтекании цилиндрических тел конечной длины, например крылового профиля конечного размаха, вдоль торцов профиля происходит перетекание (рис. 60) жидкости из-под крыла на верхнюю плоскость, обусловливаемое разностью давлений под крылом и над [c.103]

Рис. 2.20. Обтекание цилиндрического тела потоком жидкости

Сила Жуковского, определяемая этой формулой, возникает тогда, когда при обтекании цилиндрического тела (любого профиля) циркуляция по [c.38]

G помощью формулы (8-24) на основе непосредственных измерений распределения давления по контуру профиля было подсчитано сопротивление давления для семейства симметричных профилей, показанных на рис. 15-3. Сопротивление трения может быть получено как разность между измеренным полным лобовым сопротивлением и измеренным сопротивлением давления. Отношение сопротивления трения к полному лобовому сопротивлению показано на рис., 15-4. Для вытянутых (тонких) сече-йий профилей сопротивле-1,0 ние трения составляет 70— 80% от полного для круглого цилиндра, однако, оно составляет только около 3% от полного. В последнем случае происходит отрыв пограничного слоя, причем точки отрыва лежат перед диаметральным сечением цилиндра. В результате вся кормовая часть оказывается в зоне пониженного давления в следе, что и приводит к высокому сопротивлению формы. Сопротивление поверхности почти целиком определяется пограничным слоем до точки отрыва. Теория движения идеальной (невязкой) жидкости предсказывает симметричное распределение давления и нулевое значение лобового сопротивления. Различия, имеющие место между случаями обтекания цилиндрического тела идеальной и вязкой жидкостями, иллюстрируются на рис. 15-1 и обсуждаются ниже. [c.402]

Решение задач безвихревого обтекания цилиндрических тел, помещенных между плоскопараллельными границами потока вязкой жидкости, этой воображаемой идеальной жидкостью может быть произведено обычными методами, изложенными в гл. V настоящей книги. В этом смысле рассматриваемое воображаемое движение можно назвать вязкой аналогией плоского безвихревого потока идеальной жидкости. Однако стоит отметить интересную особенность такого рода обтекания, заключающуюся в том, что для определения поля давлений нельзя уже пользоваться уравнением Бернулли, которого в этом случае, как и в других случаях вязких потоков, просто нет. Следует оговориться, что предыдущие рассуждения, использованные при выводе решений (152) и вытекающих из него следствий (153) — (155), теряют свою силу вблизи поверхности помещенного в поток цилиндрического тела, однако область эта по сравнению с размерами тела невелика, и ее влиянием на потенциальный поток можно пренебречь. Как показывают наблюдения, этот эффект становится заметным в кормовой области обтекаемого тела и в следе за ним. Аналогичные явления имеют место в течениях вязкой жидкости в пограничных слоях, теории которых посвящена следующая глава. [c.410]

Определение плоского движения в гидродинамике ничем не отличается от соответствующего определения кинематики твердого тела. При плоском движении все частицы жидкости получают перемеш,ения, параллельные некоторой плоскости, которую примем за плоскость хОу. Поскольку во всех параллельных плоскостях движения тождественны, будем рассматривать лишь движение в плоскости хОу, подразумевая, конечно, что на самом деле разговор идет о движении слоя жидкости, бесконечной в направлении, перпендикулярном к плоскости течения, толщины. Каждая линия в таком плоском движении, проведенная п плоскости хОу, является на самом деле направляющей цилиндрической поверхности с образующими, перпендикулярными к плоскости хОу. Контур обтекаемого тела представится некоторой линией в плоскости, хотя на самом деле происходит обтекание цилиндрического тела и т. д. Все величины расходов жидкости, сил, приложенных к обтекаемым телам, и др. будем относить к единице длины в направлении перпендикуляра к плоскости хОу, т. е. в направлении оси Oz. [c.222]

Подставив эти равенства в формулу (3), мы получим комплексный потенциал обтекания цилиндрического тела радиуса а, лежащего на дне, в следующем виде [c.173]

Задано обтекание цилиндрического тела радиуса а, лежащего на дне глубокого потока. Показать, что разность давлений в верхней и нижней точках тела равна я<е / /32, где и—скорость потока на бесконечности. [c.177]

Сопротивление, вызываемое вихревым следом. В случае обтекания цилиндрического тела потоком при достаточно малых числах Рейнольдса (см. п. 19.62) обнаружено, что через определенный промежуток времени попеременно то с верхней, то с нижней кромки тела срываются вихри, и на [c.359]

Таким образом, мы опять имеем обтекание цилиндрического тела, имеющего более заостренную носовую часть, чем изображено на рис. 292. [c.434]

Обтекание с отрывом струй. Метод Кирхгоффа. Разобранные нами выше случаи обтекания цилиндрических тел плоскопараллельным потоком жидкости предполагали непрерывность скорости течения во всех точках потока. При этом было показано, что при отсутствии циркуляции чисто поступательный потенциальный поток не оказывает результирующего давления на обтекаемое тело. В попытках найти объяснение этому парадоксу Гельмгольц и Кирх-гофф ввели в рассмотрение, как возможную форму движения жидкости, обтекание с образованием поверхностей разрыва непрерывности скорости. При таком обтекании некоторая линия тока, приходя из бесконечности и встречая нормально контур обтекаемого тела, разделяется на две ветви, которые следуют вдоль контура тела до некоторых точек и В (р ис. 115), после чего обе линии тока В С и В С отрываются от контура и уходят в бесконечность, отделяя область течения / от области покоя II. [c.321]

Импульсное воздействие шквала также может быть оценено путем рассмотрения компонент аэродинамической силы инерционной природы. К. К. Федяевский и С. М. Белоцерковский (1954) рассмотрели обтекание цилиндрического тела поступательным плоскопараллельным потоком [c.829]

В случае плоского обтекания цилиндрического тела мы получим для сопротивления трения формулу . [c.131]

Существует подтверждаемое опытом мнение, что вообще не существует плоского отрыва. При плоском обтекании цилиндрического тела вблизи отрыва возникают поперечные, параллельные образующим цилиндра токи, заметно искажающие явление плоского отрыва. [c.765]

Фиг. 9.7. Обтекание цилиндрического тела.

Очевидно, что вторичные течения с небольшим сдвигом встречаются не только в решетках, но и в других случаях, например, в извилинах рек, в трубах и на стенках при обтекании цилиндрических тел. Однако такие вторичные течения особенно заметны в случае толстых пограничных слоев на ограничивающих стенках, например, в осевых компрессорах. Иногда эти пограничные слои настолько толсты, что целесообразнее проводить анализ специальными методами сдвиговых течений. Все же такие ситуации нельзя считать широко распространенными, и, как правило, достаточно провести классический анализ потенциального течения с малым сдвигом [3.43, 3.44]. [c.77]

Помимо самого факта необходимости возникновения ударных волн, можно еще утверждать, что при сверхзвуковом обтекании конечного тела на больших расстояниях от него во всяком случае должны иметься две следующие друг за другом ударные волны (Л. Ландау, 1945). Действительно, на больших расстояниях от тела вызываемые им возмущения слабы и поэтому их можно рассматривать как цилиндрическую звуковую волну, расходящуюся от оси X, проходящей через тело параллельно направлению обтекания рассматривая, как это мы везде делаем, движение в той системе координат, в которой тело покоится, мы будем иметь волну, в которой роль времени играет x/vu а роль [c.640]

Подъемную силу можно получить и при обтекании симметричного профиля, например вращающегося цилиндрического тела (ротора) или вообще вихря. Вследствие вязкости жидкости вокруг ротора создается циркуляционное движение жидкости со скоростью Си- Это движение накладывается на основное со скоростью в результате чего при указанном на рис. 8.6 направлении вращения под ротором происходит уменьшение результирующей скорости —Си, а над ротором ее увеличение + с . Если полный напор в сечении потока одинаков, то вследствие разности суммарных скоростей над и под ротором согласно уравнению Бернулли давление станет больше р2- В итоге возникает подъемная сила Яу = (р1 —Р2) 5. Это явление называют эффектом Магнуса. [c.127]

Для вывода формул Чаплыгина рассмотрим обтекание цилиндра произвольного профиля потенциальным потоком в плоскости комплексного переменного г (рис. 7,14). Как уже известно (см. п. 7.4), главный вектор сил давления жидкости на единицу длины цилиндрического тела [c.231]

Рассмотрим общую схему решения задачи обтекания заданного цилиндрического тела потенциальным потоком (рис. 7.21). Представим, что контур тела покрыт непрерывно распределенными точечными вихрями. Выделим на контуре в окрестности точки У ) элементарный участок ds, на котором сосредоточены вихри, создающие в потоке циркуляцию Г. Ввиду малости отрезка рассматриваем эти вихри как один точечный вихрь с центром в точке (л ,, у,). Тогда функцию тока течения, создаваемого этим вихрем, можно выразить формулой [c.248]

Совокупное действие положительного градиента давления и поверхностного трения встречается при обтекании выпуклых цилиндрических тел, течениях в расширяющихся каналах (диффузорах), при обтекании разнообразных выступов, изгибов и изломов стенок. В этих случаях возникают отрывы пограничного слоя, приводящие к перестройке течения, которое становится резко отличным от течения идеальной жидкости вблизи тех же поверхностей. [c.350]

Однако структура потока типа вихревой дорожки существует в относительно узком диапазоне чисел Re. При увеличении Re картина течения в следе изменяется. Тем не менее дальнейшее развитие теории идеальной жидкости и применение вычислительной техники позволили достаточно надежно рассчитывать не только сопротивление давления при обтекании простейших цилиндрических тел, но решать гораздо более трудные задачи (например, нестационарные обтекания крыловых поверхностей сложных конфигураций [2]). [c.394]

Совокупное действие положительного градиента давления и поверхностного трения встречается при обтекании выпуклых цилиндрических тел, течениях в расширяющихся каналах (диффузорах), при обтекании разнообразных выступов, изгибов и изломов стенок. Во всех этих случаях возникают отрывы погранич- [c.384]

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]

Экспериментальное значение коэффициента сопротивления пластины, поставленной нормально к потоку, может достигать значений G = 2. Следует, однако, иметь в виду, что структура течения в ближнем следе, а значит, и давление на тыльной стороне обтекаемого тела существенно зависят от числа Рейнольдса. По рис. 10.2 можно проследить характер изменения структуры потока за сферой при изменении Re от 9,15 до 133, а по рис. 10.7 — за цилиндром при Re == 0,25. .. 57,7. Но возможны и другие конфигурации потока. Они в значительной степени определяются также формой и положением обтекаемого тела. Так, например, при обтекании цилиндрических тел крылового профиля при малом угле атаки (см. рис. 8.30, а) возможно практически безотрывное течение, при котором форма линий тока для вязкой жидкости близка к форме этих линий для идеальной жидкости. Но при возрастании угла атаки увеличиваются положительные градиенты давлений на выпуклой части поверхности профиля и это в итоге приводит и отрыву пограничного слоя, который быстро сверты- [c.391]

При обтекании цилиндрического тела потоком принимаем скорость По и давление в потоке ро. Ось обтекаемого цилиндра параллельна скорости потока пере.тняя часть цилиндра имеет обтекаемую форму (рис. 2.20). [c.105]

Для поперечного обтекания цилиндрических тел и продольного обтекания ооесимметрических тел могут быть с успехом прим(енены методы комплексного потенциала скорости [c.141]

В работе О безвихревом непрерывном обтекании цилиндрического тела бесконечным плоским потоком идеальной жидкости (Известия Гос. гидрол. инст. №25, 1929) делается обобш,ение на случай комплексных и, кроме того, разбирается ряд примеров, в том числе случаи обтекания эллиптического цилиндра, рассмотренные Beltrami и Lamb ом, которые в формулу Миронова входят как частные случаи. Далее следует статья О безвихревом непрерывном обтекании бесконечным плоским потоком алгебраических контуров (там же. № 29, [c.136]

Из теории ламинарного пограничного слоя (глава VII) известно, что при обтекании цилиндрического тела кривизна стенки не оказывает суще-СТБ0ННОГО влияния на развитие пограничного слоя, правда, при условии, что радиус кривизны стенки значительно превышает толщину пограничного СЛОЯ. Это объясняется тем, что развитие пограничного слоя на таких телах практически не зависит от воздействия центробежной силы, и поэтому пограничный СЛОЙ развивается на них совершенно так же, как на плоской пластине ПОД воздействием того градиента давления, который имел бы место при невязком обтекании рассматриваемого тела. То же самое относится и к расчету устойчивости ламинарного пограничного слоя с градиентом давления. [c.451]

В ТО время как при продольном обтекании плоской пластины скорость внешнего течения постоянна, т. е. Uoo = onst, теперь, при обтекании цилиндрического тела, скорость внешнего течения Um ( ) зависит от текущей длины X, измеренной вдоль стенки, и связана с градиентом давления dpidx ВДОЛЬ стенки уравнением Бернулли [c.451]

Одноразмерное, двухразмерное и трехразмерн ае течение. Существуют течения, состояние которых меняется, главным образом, вдоль некоторой линии, в то время как в направлении, перпендикулярном к этой линии, оно в существенном остается неизменным такие течения (потоки) называются одноразмерными (пример движение жидкости в трубе). В большинстве весьма важных технических задач, составляющих предмет гидравлики, течение жидкости может рассматриваться как одноразмерное. В других же случаях Течение происходит так, что картина потока одна и та же во всех параллельных плоскостях примером может служить обтекание цилиндрического тела, бесконечно длинного в направлении оси или же ограниченного с боков плоскими стенками, между которыми жидкость протекает. Изучение таких двухразмерных, или плоских, потоков гораздо легче, чем изучение потоков трехразмерных, или пространственных. [c.403]

Воспользуемся указанной в 123 звуковой аналогией трёхмерная задача о стационарном обтекании тонкого тела с переменным сечением S x) эквивалентна нестационарной двухмерной задаче об излучении звуковых волн коитуром, площадь которого меняется со временем по закону S(ji ) роль скорости звука играет при этом величина ui(M —1) нли при больших М просто l. Подчеркнем, что единственное условие, обеспечивающее эквивалентность обеих задач, заключается в малости отношения 8/1, что дает возможность рассматривать небольшие вдоль длины тела кольцевые участки его поверхности как цилиндрические. При больших Мь однако, скорость распространения излучаемых волн сравнима по величине со скоростью частиц газа в них (ср. конец 123), и потому задача должна решаться на основе точных, нелинеаризованных уравнений. [c.658]

Обтекание тел с затупленной кормовой частью (неудобообте-каемых тел), как правило, сопровождается отрывами. Кинематическая структура потока зависит от числа Рейнольдса и, если движение возникло из состояния покоя, от времени с начала движения. На рис. 8.29 показаны снятые на кинопленку последовательные стадии развития пограничного слоя и формирования вихрей при обтекании кормовой части цилиндрического тела потоком воды, начинающим движение из состояния покоя. В начальный момент пограничный слой почти отсутствует, и течение близко по структуре к потенциальному. В дальнейшем происходит нарастание пограничного слоя, его утолщение и, наконец, отрыв (рис. 8.29, 4). Оторвавшийся пограничный слой свертывается в крупный вихрь, оттесняющий поток от поверхности тела. [c.350]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...