Число Маха направление скорости

Ниже с использованием аппроксимаций для положения линии отрыва турбулентного пограничного слоя ф(р,) относительно направления невозмущенного потока (фиг. 1) при "свободном" взаимодействии (ф < л/2 - е) [б] и для угла 0, (р,, е) при "несвободном" взаимодействии (ф = пЦ - е) [3] предложена методика расчета параметров возвратного течения в отрывной области. В частности, нахождение числа Маха поперечной скорости конического течения в пристенной области между линией присоединения у(р ) и линией внутреннего отрыва пограничного слоя (на фиг. 1 обозначена углом ф ). Данные расчетов позволили интерпретировать результаты экспериментальных исследований, полученные методом масляного покрытия. Указаны особенности возмущенного течения, обусловленные явлением перехода в пограничном слое. [c.67]

Пусть У — скорость натекающего потока (/ на рис. 108), а l — скорость звука в нем. Положение слабого разрыва Оа определяется непосредственно по числу Mj — V]/ ] условием, чтобы он пересекал линии тока под углом, равным углу Маха. Изменение скорости и давления в волне разрежения определяется формулами (109,12—15), причем надо только установить направление, от которого должен производиться отсчет угла ф в этих формулах. Прямому лучу tp = О соответствует у = с = с, при Ml > 1 такой линии фактически нет, так как везде v/ > 1. Представляя себе, однако, волну разрежения формально продленной в область левее Оа и воспользовавшись формулой [c.589]

Наряду с потоком газа в плоскости х, у), обтекающим с околозвуковой скоростью У1 сверхзвуковой профиль данного семейства профилей, характеризуемый относительной толщиной с, рассмотрим второй поток газа с числом к, числом Маха на бесконечности М1, скоростью на бесконечности, направленной по оси I и по величине, равной к х обтекающий в плоскости [c.61]

В общем случае обтекания тела предположение Ньютона, разумеется, не оправдывается в связи с тем, что возмущение, вызванное телом в потоке, распространяется на большое расстояние от тела и постепенно с удалением от тела ослабляется, т. е. соседние струйки газа имеют разные направления и величины скоростей. Однако при обтекании тела с большой сверхзвуковой скоростью закон Ньютона становится справедливым, так как в этом случае ударная волна располагается близко к поверхности тела и все струйки до ударной волны имеют одинаковые направление и величину скорости (невозмущенного потока), а за ударной волной движутся в тонком слое между нею и телом и приобретают скорости, параллельные поверхности тела. Чем больше число Маха и тоньше тело, тем ближе к действительности теория Ньютона. Вместе с тем следует отметить, что даже в пре- [c.118]

Найдите относительные изменения давления Ар/роо = (р — Роо)/роо. скорости звука Да/Ооо = (а — а ) а и числа Маха А Л/Ш = (М — М,,)/М< , при Мо = =0,8, если известно, что возмущение скорости, вызываемое тонким профилем, определяется отношением u/Voo = 0,01, где и — скорость возмущения в направлении скорости Коо- [c.173]

В работе [М.28] описано экспериментальное исследование отрыва пограничного слоя и срыва потока на серии профилей при малых числах Маха, но сравнительно больших числах Рейнольдса. Во всех случаях при динамическом срыве происходил сход вихрей с передней кромки. При развитии срыва на большей части верхней поверхности образующиеся вблизи передней кромки зоны завихренности отделялись от нее и уносились в направлении задней кромки со скоростью в 2—3 раза меньшей, чем скорость набегающего потока. Для большинства профилей. [c.817]

Интегралы берутся по поверхности всех N лопастей винта, причем подынтегральные выражения определяются в запаздывающие моменты времени т. Первый член соответствует объемному шуму, вызываемому нормальной скоростью Vn поверхности тела. Второй член соответствует шуму от подъемной силы, определяемому величиной давления р на поверхности тела, а третий член соответствует шуму в ближнем поле. На основании равенства dt/dx = д х + s/Сзв)/дх = I — Mr, где Afr —число Маха, подсчитанное по компоненте скорости движения точки лопасти в направлении точки наблюдения, производные по времени могут быть внесены под знак интеграла согласно соотношению [c.858]

В работе [В.120] приводятся результаты измерений импульсного шума вертолета в полете. Выделены три четко различаю-ш,ихся типа импульсного шума, которые характеризуются разными зависимостями изменения звукового давления по времени. К первому типу отнесены серии импульсов повышения давления, обнаруживаемых при различных скоростях полета и зависящих от скорости снижения вертолета. Эти импульсы возникают, по-видимому, при взаимодействии лопасти с вихрем. Импульсный шум второго типа — это импульсы разрежения с направленностью, имеющей максимум в плоскости вращения. Амплитуда таких импульсов быст к) возрастает с увеличением скорости полета вертолета, при максимальной скорости они доминируют в записи кривой акустического давления. Эти отрицательные импульсы, зависящие от числа Маха, связаны с проявлениями сжимаемости. При больших скоростях имеет место узкий пик давления, за которым немедленно следует пик разрежения — это импульсный шум третьего типа. В работе делается также вывод, что суждение о возникновении и силе хлопков лопастей на основе измерений в кабине может быть ошибочным. Дополнительная информация по этому вопросу имеется в работе [S.26]. [c.868]

Эти равенства выражают основное свойство линеаризованного сверхзвукового потока продольная и поперечная составляющие скорости возмущения при заданных скорости и числе Маха невозмущенного потока пропорциональны местному углу наклона линии тока возмущенного движения по отношению к направлению невозмущенного потока и имеют местный (локальный) характер. Тем же свойством обладают давление, плотность и другие характерные для потока величины, что принципиально отличает сверхзвуковой линеаризованный поток от дозвукового, в котором значения параметров потока в данной точке зависят от распределения этих параметров во всем потоке в целом. [c.220]

Например, в задаче о течении Куэтта при малом числе Маха ) принималось, что молекулы могут двигаться лишь по восьми направлениям с одинаковой по величине скоростью. В задаче о структуре ударной волны 2) дозволенными принимались шесть направлений с одинаковыми скоростями. По существу, грубые методы элементарной кинетической теории (см. 1.5 и 6.6) являются простейшими примерами применения метода дискретных координат. Для получения грубых результатов часто оказывается достаточным очень небольшое число дискретных скоростей. Однако для проведения уверенных расчетов с достаточной точностью необходимо решить огромное число совместных уравнений. [c.220]

При больших числах Маха скорость направленного движения молекул много больше их тепловой скорости, т. е. молекулы летят почти параллельным пучком ). [c.424]

Контроль скорости пара необходим потому, что при высоких числах Маха благодаря сжимаемости потока пара возникает большой температурный градиент в осевом направлении. Для удобства тепловая труба может быть рассчитана так, чтобы максимальное число Маха в паровом канале не превышало 0,2. При этих условиях пар можно считать несжимаемым, а температурный градиент в осевом направлении становится пренебрежимо малым. [c.144]

В связи с этим нельзя будет говорить о конусах Маха, пронизывающих весь поток. Это понятие сведется к бесконечно малым местным конусам Маха, определяющим распространение давления в бесконечно малой окрестности некоторой точки. Ось такого бесконечно малого конуса будет параллельна направлению местной скорости, а угол при вершине будет соответствовать местному числу Маха. В этом случае метод наложения частных решений, пригодный в линейной теории для всего поля, должен быть заменен методом последовательного построения сетки для плоского потока и пространственного потока с осевой симметрией такое последовательное интегрирование можно выполнить численными или графическими методами. [c.51]

Существует эффективный метод отсрочки помех, связанных с околозвуковым полетом, при высоких числах Маха. Все знакомы с картинами, где изображены самолеты, имеющие стреловидные крылья, т. е. крылья, передние кромки которых образуют значительный угол относительно перпендикуляра к нанравлению полета. Основную теоретическую идею, лежащую в основе использования таких форм крыла в плане, можно описать следующим образом. Допустим, что крыло с постоянным профилем и бесконечным размахом двигается по воздуху в направлении, наклонном к своему размаху. Можно сказать, что движение крыла составлено из движения перпендикулярного размаху и движения бокового скольжения вдоль размаха. Если мы пренебрегаем силами трения, то последняя составляющая движения не должна повлиять па силы, действующие на крыло. Поэтому можно сделать вывод, что структура потока относительно крыла определяется эффективным числом Маха , соответствующим составляющей скорости полета, перпендикулярной размаху. Если, нанример, стреловидный угол составляет 45°, то эффективное число Маха — примерно 70 процентов числа Маха полета, так что критическое значение последнего, где появляются околозвуковые помехи, увеличится почти на 40 процентов. [c.137]

Обтекание препятствия, поведение потока на бесконечности. Для определенности мы рассмотрим однородный на бесконечности плоский поток, набегающий на неподвижное тело (рассматривается непрерывное обтекание). Так как течение предполагается дозвуковым, число Маха М меньше 1. Обозначим через и скорость потока на бесконечности, направленную (для простоты) вдоль оси х. Асимптотическое поведение такого течения при х —оо определяется следующими формулами [c.136]

Теорема 1. Пусть функция W = Щ) определяет несжимаемое течение Ф, максимум модуля скорости которого = 1 достигается на свободной линии тока. Тогда при каждом числе Маха на свободной линии тока М = s h Н < 1 существует течение идеальной сжимаемой жидкости (8.10) при k = , определяемое комплексным потенциалом W = f (е . Оно имеет ту же самую область изменения W, геометрически подобные свободные линии тока и те же самые направления скорости на бесконечности, как и течение несжимаемой жидкости Ф. [c.245]

Здесь X - координата, отсчитываемая в направлении скорости течения yj - параметры течения, например, скорость, давление, плотность среды и т.п. - параметр, пропорциональный характеристической скорости, которая меняет знак (для задач газовой динамики = М — 1, где М - число Маха) Vi - управления, например, форма канала, напряженность приложенного магнитного ноля, разность [c.77]

В качестве примера рассчитано течение диссоциированного кислорода в расширяющейся части осесимметричных сопел с угловой точкой (рис. 1, где АС - контур сопла АВ - начальная и АВ - конечная характеристики разгонного участка - пучка волн разрежения, выходящих из угловой точки Л ВС - замыкающая характеристика). В начальном сечении х = 0) поток равновесный, его параметры постоянны, р = 1 атм, Т = 5000 К, М = 1.001 (М - число Маха, звездочкой обозначены параметры при ж = 0). Па характеристике ВС задавалось постоянное направление вектора скорости ( 9 = 0). Термодинамические функции кислорода брались из работы [3 скоростей реакций рекомбинации - из работы [4 [c.122]

С этой целью решалась задача об обтекании однородным сверхзвуковым потоком идеального газа конфигураций, изображенных схематически на рис. 3 и образованных полуплоскостями Pi и Р2, проходящими через оси у и z. Векторы нормалей ni и П2 к Pi и Р2 направлены в исследуемую часть возмущенной области и образуют с положительным направлением оси х угол тг/2 + O. Если вектор скорости набегающего потока qoo направлен по оси ж, то при й > О (рис. 3, а) рассматриваемые стороны указанных полуплоскостей обтекаются с образованием скачков уплотнения, а при й < О (рис. 3, б) - центрированных волн разрежения, присоединенных к передним кромкам, совпадающим с осями у и z. Исходные уравнения газовой динамики, записанные в форме интегральных законов сохранения в декартовой системе координат, имеют полностью дивергентный вид. В соответствии с ограничением метода число Маха в набегающем потоке и ориентация векторов ni и П2 должны быть такими, чтобы всюду в расчетной области проекция вектора скорости на ось х была больше скорости звука. [c.180]

Для методов второго, по существу эмпирического, направления является характерным использование степенного профиля скорости, позволяющего получить степенную зависимость коэффициента трения от числа Рейнольдса. При течении с большими скоростями, кроме числа Рейнольдса, на показатель степени оказывают влияние еще число Маха ж температурный фактор, что делает эти методы расчета турбулентного пограничного слоя в газе удовлетворительными лишь в сравнительно ограниченном диапазоне изменения указанных параметров (обзор работ второго направления с обширной библиографией см. в ранее цитированной статье Д. Сполдинга и С. Чи). [c.541]

Число, определяющее давление, в этой точке равно Р = 501 496 = 997, а число, определяющее направление скорости, D = 501 — 496 = 5. По таблице находим соответствующий угол Маха, он равен ц = 58°, 18. С помощью транспортира проведем через точку W прямую линию, которая составляет угол D + (i = 5°-f58°, 18 с направлением стенки, проходящей через точку V. Аналогично проведем через точку X прямую линию, имеющую то же направление, что характеристика семейства В = onst, проходящая через точку с координатами (502,495). Пересечение этих двух прямых линий и определяет точку Xi- После того как рассчитаны точки Vi, Wi, Хи Yi, Zi, можно перейти к расчету точек Wi, Хг, Уз, Z2 и т. д. [c.594]

Считая течение плоским (см.рис.1.6), определяем параметры течения у стенки за изломом контура (в зоне возмущения потока). В soHe I дамение и скорость потока считаются"аввозмущенными" и определяются по методу, описанному в работе Д/. Параметры потока в зоне П определяются по соотношениям для плоских сверхзвуковых течений при постоянной внтропиа. Угол поворота потока на участке (Ху Нравен. Угол разворота потока от направления с числом Маха, равным. 1, до скорости в зоне П определяется по формуле [c.22]

Изменение направления и величины скорости на самой ударной волне определяется ударной полярой, причем и здесь осуществляется решение, отвечающее слабой ветви поляры ). Соответственно, для каждого значения числа Маха натекающего потока Mi=tJi/ i существует определенное предельное значение угла полураствора конуса Хтах, за которым такое обтекание становится невозможным и ударная волна отсоединяется от вершины конуса. Поскольку за ударной волной происходит дополнительный поворот течения, значения тах для обтекания конуса превышают (при одинаковых Mi) значения (тах для плоского СЛу-чая (обтекания клина). Непосредственно за ударной волной движение газа обычно сверхзвуковое, но может быть и дозвуковым (при X, близких к Хта>) - Сверхзвуковое за ударной волной течение по мере приближения к поверхности конуса может стать дозвуковым, и тогда на определенной конической поверхности скорость проходит через звуковое значение. [c.594]

Значение числа Маха для нормальной составляющей скорости леред вторым скачком в оптимальной системе должно быть таким же, как и перед первым скачком Мнп = Mi = Mi sin aj = 1,6. От-к юда угол наклона второго скачка к направлению потока за первым скачком [c.478]

С нижней стороны пластинки у передней кромки образуется косой скачок уплотнения, пройдя через который поток повернется на угол г и давление возрастет в рв/р1 раз, а число Маха З меньшится до Мн. У задней кромки с нижней стороны пластинки поток повернется в обратном направлении. Давление в потоке, сбегающем с верхней стороны, должно быть равно давлению в потоке, сбегающем с нижней стороны рг = Рз- Скорости этих двух потоков могут быть различными по величине, но направление их одинаково. Значения Мг и Мз могут различаться. [c.44]

Таким образом, сверхзвуковой поток, прежде чем попасть в межлопаточный канал, проходит через бесконечную систему ударных волн с постепенно увеличивающейся интенсивностью в области между соседними ударными волнами поток разгоняется до все больших скоростей (по мере приближения его к фронту решетки). Перед участком ударной волны, расположенным у входа в межлопаточный канал, газ движется поступательно с числом Маха, равным Мта1- На этом участке происходит наиболее интенсивное торможение потока, в результате которого на выходе из межлопаточного канала устанавливается дозвуковое течение. При этом величина потерь полного давления в различных элементарных струйках, прошедших через систему ударных волн, будет различна, так как интенсивность волн падает слева направо. Следовательно, при рассматриваемом обтекании решетки идеальным невязким потоком газа в достаточно удаленном от входа сечении межлопаточного канала, где статическое давление, а значит, и направление скорости уже постоянны по его ширине, величина скорости останется переменной. С целью упрощения задачи будем предполагать, что в результате турбулентного обмена между струйками поток внутри межлопаточных каналов полностью выравнивается и в соответствии с этим за решеткой устанавливается равномерный по шагу поток с постоянными статическим и полным давлениями, причем направление этого потока совпадает с направлением пластин (угол отставания б равен нулю). Важно отметить, что сделанное здесь предположение о выравнивании потока в межлопаточных каналах существенно отличается от сделанного в предыдущем параграфе предположения о выравнивании потока в сечении далеко за решеткой. В этом последнем случае мы только несколько завышаем потери по сравнению с теми потерями, которые имеются в невязком потоке газа, оставляя при этом неизменным течение в самой решетке, а следовательно, неизменным и силовое воздействие потока на нее. Иное дело при выравнивании потока в лопаточных каналах, при котором вследствие изменения течения в самой решетке происходит не только увеличение потерь, но и изменение величины равнодействующей по сравнению с ее значением в идеальном — невязком потоке газа ). Конечно, можно предположить, что выравнивание пото- [c.90]

Здесь и - критерий Фруда. Диссипативная функция нелинейным образом зависит от вязкоупругого числа Маха. Эффект отрицательного диссипативного тепловыделения имеется как в сверхзвуковом, так и в дозвуковом режимах течения. Если >1, то Фу <0 в двух случаях 1) число Фруда отрицательное, < О, т. е. направления массовой силы и скорости скольжения противоположны 2) число Фруда положительное и такое, что ц,/М >1. Если М <1, то Фу<0 при 0массовой силы и скорости скольжения одинаковы, то появление трицательной диссипации в дозвуковом либо в сверхзвуковом течении зависит от величины дроби Ug / = Ujy K/F). [c.81]

Для того чтобы в дозвуковом потоке (Ма<11) dV было положительным, dS должно быть отрицательным. Поэтому для увеличения скорости необходимо уменьшение площади в направлении движения, как и в случае несжимаемой жидкости. В сверхзвуковом потоке имеем обратное положение вещей. Когда местное число Маха превосходит единицу, то уменьшение. плотности для заданного увеличения скорости происходит так быстро, что площадь 1в направлении движения должна увеличиваться. Из (14-45) также следует, что в горловине (где dS = 0) существуют две возможности или dV/V = 0, или Ма=1. Поэтому, несмотря на то, что в сечении с параллельными стенками возможна звуковая скорость, существование такого сечения еще не дает гарантии, что в нем действительно возникает звуковая скорость. Если Ма<1, то условие dVJV=0 означает, что скорость достигает максимума, -когда площадь минимальна. Если Ма> 1, то скорость минимальна, когда минимальна площадь. [c.360]

Иная картина течения получается, если на это течение наложить равномерную скорость У ь направленную оправа налево. Тогда газ в области до скачка уплотнения будет иметь нулевую скорость, а поверхность разрыва параметров состояния газа будет двигаться в область невозмущенного газа со скоростью Упь Газ позади поверхности разрыва имеет скорость (V i—Упг) того же направления, что и направление движения волны. Из уравнения (14-59) можно видеть, что при конечном значении отношения p2lpi> l число Маха Ma i> l, и поэтому скорость распространения волны больше, чем скорость звука в невозмущенной жидкости. Этот случай соответствует ударной волне. [c.367]

Рассмотрим теперь несущий винт на режиме установившегося полета вперед с некоторым значением характеристики режима полета Хотя при этом высшие гармоники нагрузок весьма велики и существенно влияют на шум вращения, для изучения влияния продвижения винта вперед на шумоизлучение, временно, ограничимся случаем постоянной нагрузки. Как и ранее, распределим по диску винта систему вертикально направленных акустических диполей, которые теперь будут перемещаться в направлении отрицательной оси х со скоростью, соответствующей числу Маха М = С этой же скоростью будем перемещать и точку наблюдения. Звуковое давление движущегося вертикального диполя определяется формулой [c.847]

M osSr). Как и в разд. 17.3.5, величина Сто представляет собой расстояние от слышимого в запаздывающий момент времени положения винта до точки наблюдения, а Мсозбг — число Маха, подсчитанное по составляющей скорости движения винта в направлении точки наблюдения. [c.861]

Отсоединенная ударная волна возникает также, если тело имеет тупой нос или кромку. Из фиг- 22 видно, что в случае присоединенной ударной волны скачкообразное изменение направления теоретически возможно представить двумя векторами, именно векторами АС или АО. Для острой кромки или конуса, по причинам теоретически пока не ясным, изменение обычно происходит от АВ к АО. т. е. происходит скачок, сопровождающийся меньшим изменением величины скорости. Максимум угла отклонения вектора скорости зависит от числа Маха и приближаегся к нулю, когда М->1 таким образом, когда скорость движущегося тела проходит через скорость звука, сначала всегда возникает отсоединенная ударная волна. Теоре- [c.53]

В отношении нового правила подобия для потока вблизи скорости звука возникает вопрос, насколько это правило зависит от предположения двумерности потока. При линейной теории по этому правилу влияние удлинения и формы в плане возрастает при числе Маха, приближающемся к единице. Это указывает, что трехмерный поток вокруг стреловидного крыла вблизи числа Маха, равного единице, более подходяще описываегся двумерным течением в плоскости, перпендикулярной направлению полета, чем двухмерным течением, взятым в обычном смысле. Расширение правила подобия на пространственный поток может привести к интересным результатам. [c.78]

С некоторой степенью точности, которая зависит от малости величины е, прямая линия, соединяющая эти вершины ячейки, будет параллельна той характеристике семейства А = onst, которая проходит через точку с координатами Л, В — у 8 (рис. 353). Угол между линией и местным направлением скорости течения является углом Маха, который соответствует числу, опре- [c.592]

Таким образом, при соблюдении условий автомодельности дифференциальные уравнения бинарного ламинарного пограничного слоя можно преобразовать в обыкновенные. Уравнения (8-88)—(8-90) решаются строго только в случае обтекания потоком газа плоской пластины, т. е. при Ui/a = onst, при условии, что скорость вдуваемого газа изменяется в направлении течения пропорционально 1/Кх При этом нет необходимости накладывать ограничения на число Маха набегающего потока. [c.293]

На примере оптимизации ступени турбины по снимаемой мощности в приближении осесимметричного радиально уравновешенного (в контрольных межвенцовых сечениях) течения идеального (невязкого и нетеплопроводного) газа получено строгое решение отвечающей такой модели одномерной вариационной задачи. Оптимизация выполнена при фиксированных потоке на входе в ступень, ее радиальных габаритах и скорости вращения рабочего колеса и при ограничении на максимально допустимые числа Маха и углы поворота потока перед и за рабочим колесом. Решение сведено к определению распределений осредненных по времени и в окружном направлении параметров в контрольных сечениях. Обнаружены два типа оптимальных распределений с участками двустороннего и краевого экстремумов по числу Маха и углу поворота потока. В одном из них предельные числа Маха и углы поворота потока достигаются одновременно у втулки за направляющим аппаратом и (или) за рабочим колесом. Примеры демонстрируют заметное увеличение мощности в результате оптимизации. [c.53]

Важный результат, касающийся обтекания тел потоком с большой сверхзвуковой скоростью, был получен С. В. Валландером (1949). Как известно, задача обтекания тела сверхзвуковым потоком невязкого газа (газ предполагается соверш ным с постоянными теплоемкостями) может быть сформулирована таким образом, что все определяющие зависимости будут содержать, помимо геометрических параметров, характеризующих форму тела, и отношения теплоемкостей у лишь один безразмерный параметр — число Маха М набегающего потока. При этом число М входит лишь в краевые условия на головной волне, отделяющей возмущенную область от набегающего однородного потока. Если головная волна не содержит участков слабого разрыва, т. е. представляет собой скачок уплотнения, то в краевые условия на волне число М входит лишь в комбинациях вида 1+0 [М os п, а )] . Здесь os п, х) — косинус угла между нормалью к волне и направлением набегающего потока. [c.183]

На рис. 13.10 изображены некоторые результаты измерений для сжимаемого ламинарного пограничного слоя, полученные Р. М. О Доннелом [ ]. Эти измерения выполнены при числе Маха Мао = 2,4 и при различных числах Рейнольдса на наружной стороне очень тонкого и длинного круглого цилиндра, обтекаемого в осевом направлении. В качестве абсцисс для профилей взяты значения г/Убг, где 82 есть толш ина потери импульса определяемая формулой (13.75). Расположение полученных при этом точек показывает, во-первых, аффинность профилей скоростей на различных расстояниях от передней кромки и, во-вторых, хорошее совпадение с теоретическими результатами Д. Р. Чепмена и М. В. Рубезина 1Щ. [c.318]

Рис. 17.31. Измерения коэффициента восстановления на конусе, обтекаемом со сверхзвуковой скоростью (число Маха Ма = 3,1) в осевом направлении, с целью определения положения точки перехода ламинарного течения в турбулентное. По Эвварду и Тикеру [ ]. Для лавшнарнога

Рис. 17.31. Измерения <a href="/info/9587">коэффициента восстановления</a> на конусе, обтекаемом со <a href="/info/26585">сверхзвуковой скоростью</a> (<a href="/info/2679">число Маха</a> Ма = 3,1) в осевом направлении, с целью <a href="/info/288560">определения положения точки</a> <a href="/info/203223">перехода ламинарного течения</a> в турбулентное. По Эвварду и Тикеру [ ]. Для лавшнарнога

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...