Течение вдоль пластинки

Рис. 93. Течение вдоль пластинки

Для приведенных выше двух примеров расчета течений характерно то, что в первом случае считается заданной величина у в удалении от стенки и вывод расчетных формул основывается на том, что за пределами пограничного слоя скорость течения вдоль пластинки не меняется во втором случае, хотя скорость течения вдоль профиля и не остается постоянной, принимается известным изменение в функции от х значений v x)т ,, входящих в выражение (53.7). При расчете внешнего (за пределами пограничного слоя) обтекания аэродинамических профилей пренебрегают толщиной пограничного слоя, учитывая ее малость, и принимают значения у(а )гр такими, какие были бы получены у стенок профиля при течении идеальной жидкости, не обладающей трением. При движении струи вдоль стенки условия течения иные, чем при обтекании профиля равномерным потоком (см. рис. 15.5, а). Однако общая картина явлений, с которыми связан отрыв потока от стенки, при этом аналогична рассмотренной выше. [c.471]

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]

Рассмотрим течение над плоской пластинкой, показанное на рис. 10-2,й . Пусть х измеряется от передней кромки пластинки, U — скорость течения вне пограничного слоя >. Экспериментально обнаружено, что толщина пограничного слоя б зависит от переменных U, р, .i и расстояния х, отсчитываемого вдоль пластинки. Ка- [c.207]

Возьмем начало на переднем крае, а ось х вдоль пластинки в направлении течения. Так как V сравнительно мало, то второе уравнение показывает, что р практически не зависит от у. Затем мы [c.864]

Рассмотрим плоскую пластинку, уходящую на бесконечность и подведенную под углом к свободной поверхности горизонтального потока несжимаемой жидкости (рис. 129). Поток раздваивается в критической точке В на пластинке, и вдоль пластинки вверх отбрасывается тонкая струйка жидкости. Скорость на свободной поверхности по величине постоянна. Эта схема изображает относительное течение, порождаемое пластинкой, глиссирующей (скользящей) с большой скоростью по поверхности воды. Предполагается, что скорость движения настолько велика, что можно пренебречь в законе Бернулли ускорением силы тяжести и считать жидкость невесомой. В действительности весомость, в частности, сказывается еще в том, что отбрасываемая струйка не уходит в бесконечность, а стекает в воду. [c.338]

Перейдём теперь к выводу дифференциальных уравнений Прандтля, определяющих течение в пограничном слое, причём рассмотрим для определённости случай течения вязкой жидкости вдоль пластинки. [c.545]

Карман в своей работе, цитированной на стр. 88, показал, что таким же способом, как сопротивление трения при течении вдоль плоской пластинки, может быть определено сопротивление трения вращающегося диска. Пусть диск радиуса г вращается с окружной скоростью 7 предположим, что смачивание диска жидкостью происходит с одной стороны (для этого рассматриваемый диск следует мыслить вырезанным нз бесконечно большого вращающегося диска) тогда момент, необходимый д-тя преодоления сопротивления трения, будет равен в случае ламинарного пограничного слоя [c.97]

Фиг. 2.2. Течение вязкой жидкости вдоль пластинки.

Полагая плоскость хю разрезанной вдоль положительной части оси заключаем, что точка А лежит на верхней стороне разреза, а точка А — на нижней, так как, совершай обход вдоль пластинки от точки А через точку С к точке А, имеем область течения слева. Точки В (В ) перейдут, очевидно, в бесконечно удаленную точку оси . Следовательно, область w будет [c.192]

Для пластинчатых термометров, чувствительный элемент которых представляет собой тонкую пластинку, обтекаемую в продольном направлении, коэффициент восстановления г равен единице при Рг = 1 и равен 0,84 при Рг =0,72 (воздух). Этот результат, полученный теоретически и подтвержденный экспериментально, относится как к несжимаемому, так и к сжимаемому течению вдоль пластины при небольших значениях Ке (ламинарный пограничный слой). Для тонких проволочных термопар, обтекаемых воздухом в поперечном направлении, из опыта было найдено, что г =0,76. Как видим, величина г зависит от формы измерителя температуры и от числа Рг. В некоторых случаях на г существенно влияют также Ке и М. [c.134]

Возникновение силы Л, действующей вдоль пластинки против течения, кажется парадоксальным, так как все элементарные силы от давления направлены по нормали к поверхности. Эта составляющая силы Жуковского называется подсасывающей силой. Физическая природа ее возникновения состоит в следующем. Представим себе, что передняя кромка слегка закруглена. Тогда скорости вблизи нее были бы значительными, но не бесконечно большими, как это имеет место у передней кромки пластинки. В соответствии с уравнением Бернулли разность между давлением у кромки и давлением на бесконечности будет отрицательной. Возникающее разрежение и вызовет подсасывающую си. , предельное значение которой дается выражением [c.242]

После подстановки получим следующее дифференциальное уравнение движения пристеночного течения вдоль радиуса пластинки [c.102]

На рис. 12 (справа от начала координат) представлена поверхность л идкости около начала координат для течения без особенности в точке X = 0. На этом же рисунке (слева от начала координат) дано и распределение давления вдоль пластинки А — амплитуда волны в бесконечности. На рис. 13 изображена поверхность жидкости при течении с особенностью логарифмического вида в точке х = 0 вместе с тем указано и распределение давления по пластинке. [c.216]

Число Рейнольдса для течения в пограничном слое меняется вдоль поверхности обтекаемого тела. Так, при обтекании пластинки можно определить число Рейнольдса как = Их/ где j —расстояние от переднего края пластинки, (У —скорость жидкости вне пограничного слоя. Более характерным для пограничного слоя, однако, является такое определение, в котором роль размеров играет какая-либо длина, непосредственно характеризующая толщину слоя в качестве таковой можно выбрать толщину вытеснения, определенную согласно (39,26) [c.238]

То обстоятельство, что число Рейнольдса возрастает вдоль пограничного слоя, придает своеобразный характер поведению возмущений при их сносе вниз по течению. Рассмотрим обтекание плоской пластинки и предположим, что в некотором [c.240]

Кавитационная схема Рябушинского, иначе называемая схемой с зеркалом . Каверна замыкается фиктивной пластинкой (рис. 147, а), параллельной и равной по длине обтекаемой потоком пластинке. Вдоль фиктивной пластинки скорость убывает от ц = По до у = О в критической точке Е на оси симметрии. Эта пластинка, как бы препятствуя образованию и распаду возвратной струи, делает течение установившимся. [c.291]

Для этой задачи плоскость комплексного потенциала представляет собой плоскость с полубесконечным разрезом вдоль положительной вещественной оси, а свободная поверхность может быть представлена линией, параллельной этой оси, определяемой постоянным значением функции тока ifg. Последнее, в свою очередь, зависит от глубины погружения пластинки (рис. П. 15, б). Область течения между границей IF и берегами разреза FBI представляет собой многоугольник, у которого два угла (при вершинах I н F) равны нулю. [c.90]

В процессе волочения пластинки цементита приобретают определенную направленность и вытягиваются вдоль направления течения металла, а ферритные пластинки разбиваются на большое число субзерен, границы которых представляют собой скопление дислокаций, что и определяет высокий уровень упрочнения. [c.350]

Исследуем влияние шероховатости путем сравнения пограничных слоев при течении воды вдоль гладкой пластинки и пластинки с пес- [c.272]

После анодного окисления и следующей за ним обязательной промывки дистиллированной водой на пластинке иглой или скальпелем насекают квадратики со стороной 3—4 мм. Затем алюминиевую пластинку погружают в насыщенный раствор хлорной ртути (сулемы) при этом происходит выделение металлической ртути и образование амальгамы. Через несколько минут оксидные пленки начинают отслаиваться с поверхности алюминия вдоль насечек и всплывают на поверхность раствора. Затем пленки вылавливают и промывают в слабом растворе соляной кислоты (5—10%-ном) для растворения прилипших к ним частичек алюминия. После последующей тщательной промывки в дистиллированной воде пленки вылавливают на сеточки и просушивают примерно в течение часа. [c.26]

Тем не менее это изменение может быть устранено почти полностью путем покрытия свежей поверхности разреза бесцветным лаком и просушиванием в лечи при температуре приблизительно 38° С в течение нескольких часов. В толстой пластинке, не прошедшей такой обработки, влияние выветривания проявляется часто появлением белой линии вдоль контура при рассмотрении образца в полярископе. В тонких образцах это влияние тоже наблюдается, но менее резко, даже по прошествии нескольких лет. [c.156]

При этом отрезок прямой от —2а до 4 2а отображается в окружность радиуса а, слелователь-но, течение вдоль пластинки — в течение вокру круглого цилиндра. [c.185]

Этот вид сопротивления можно наблюдать в чистом виде при обтекании пластинки, устсновленной вдоль течения (рис. XIV.10). При этом нет отрыва струи, но вдоль пластинки возникает так называемый пограничный слой жидкости, поперечные размеры которого yвeли ивaют я вниз по течению. Вне этого слоя скорость потока таюва, какой она была бы при отсутствии пластинки, т. е. влияние сил вязкости здесь пренебрежимо мало. Наоборот, в пределах пограничного слоя силы вязкости оказываются столь же существенными, как и силы инерции. [c.235]

Оценка порядка толщины пограничного слоя для течения вдоль пластинкн. Для случая пластинки, обтекаемой в своей плоскости установившимся течением, оценка порядка толщины пограничного слоя, сделанная нами в № 47 на основании уравнения пограничного слоя, может быть легко получена также при помощи соображений об импульсах. Возьмем на фир. 45 в качестве контрольной кривой линию, вычерченную штрихами и состоящую из отрезка стенки длиною /, начиная от переднего края пластинки, далее, из двух отрезков прямых, перпендикулярных к сгенке в точках л = 0 и. V — /, и, наконец, из линии тока, которая в точке х ---1 отстоит от стенки как раз на расстоянии Ь, Тогда, на основании теоремы импульсов (см. № 100первого тома), поток импульсов сквозь контрольную поверхность равен сумме из ин-геграла давления по контрольной поверхности и силы трения вдоль участка стенки длиною /. Так как за верхнюю контрольную линию мы приняли линию тока, то через нее жидкость не протекает, следовательно, количества жидкости, протекающие в одну секунду через обе части контрольной линии, перпендикулярные к стенке, равны между собою. Если через Ь обозначить ширину пластинки в направлении оси гг, [c.86]

Фиг. 46. Г аспределснпе скоростей внутр пограничного слоя при течении вдоль плоской пластинки.

Начнем с тривиального случая—течения вдоль бесконечно тонкой пластинки. Назовем плоскость течения на фиг. 137 плоскостью ч(= -При П0М0Ш.И функции [c.185]

Устойчивость пограничного слоя, образуемого течением вдоль плоской пластинки, важна для практики и имеет основное значение для теории. В несжимаемом случае его неустойчивость была впервые предсказана Толлмином (1929), рассматривавшим эту задачу как задачу о параллельном течении. Шлихтинг (1933 а, Ь, 1935 а) провел подробное вычисление характеристик колебаний, возникающих из-за неустойчивости. Tax как пограничный слой растет в толщину в направлении течения, Тэйлор (1938), исходя из физических соображений, поставил под сомнение законность приложения теории параллельных течений. Эти сомнения были устранены экспериментами Шубауэра и Скрэмстеда (1947), результаты которых подтвердили все общие характеристики, предсказанные теорией. Однако вычисления Шлихтинга находятся только в качественном сог-тасии с экспериментами. Применив метод вычислений гл. 3 к данному случаю ), Линь (1944) заново получил нейтральную кривую Толлмина, лучше согласующуюся с экспериментами, чем последняя кривая, вычисленная Шлихтингом. Используя тот же метод вычислений, что и Линь, Шэнь (1954) повторил вычисления скорости нарастания и получил результаты, лучше согласующиеся с экспериментом, чем значения, полученные Шлихтингом (фиг. 13, 14 и 15). Шлихтинг вычислил также распределение амплитуд колебаний, а Шубауэр и Скрэмстед нашли, что оно в общем согласуется с их экспериментальными результатами (фиг. 16). [c.88]

В предыдущей главе была развита теория устойчивости пограничного слоя. Хотя исследовавшееся основное течение было течением вдоль плоской пластинки, эта теория непосредственно приложима и к другим случаям, в которых распределения скорости, температуры и плотности отличаются от исследованного. Вот ряд общих факторов, влияющих на основное течение [c.114]

Переход к турбулентности. С практической точки зрения, переход ламинарного течения к турбулентному более важен, чем сама задача неустойчивости. Фиг. 21 показывает число Рейнольдса для этого перехода, полученное Шубауэром и Скрэмстедом (1947) для течения вдоль плоской пластинки, при различных уровнях турбулентности в набегающем потоке. Ясно, что это число значительно выше [c.115]

Рассмотрим, например, ламинарное течение жидкости в зазоре между двумя параллельными пластинками (рис. VI1I-17) под действием избыточного давления ри при начальной температуре Определим закон изменения давления вдоль зазора, а также расход жидкости через него. [c.205]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...