Давление донное расчет

Рассматривая распределение давления вдоль передней образующей цилиндра, можно заметить, что отношение максимального и минимального давлений достаточно для разгона газа в струйке тока до числа Маха 1.49. Однако вследствие бокового растекания линия, параллельная передней критической линии цилиндра, не является струйкой тока. Поэтому для расчета местного числа Маха было произведено измерение давления вдоль передней образующей трубкой Пито (рис. 1, кривая 2). Насадок был направлен по оси вверх. Максимум давления соответствует = 0.14. При > 0.08 имеем Р < в основном из-за несовпадения оси насадка с направлением местного потока (вследствие скоса потока в меридианальной плоскости). С уменьшением от 0.08 до 0.06 максимум полного давления возрастает до 16.5, что обусловлено уменьшением местного скоса потока. Далее уменьшается. Это объясняется тем, что хотя местный скос потока и уменьшается, однако вследствие бокового растекания, к поверхности цилиндра подходят новые струйки тока, проходящие ближе к отрывной области (рис. 2) и, следовательно, имеющие меньшее полное давление. Минимум р совпадает с линией отрыва потока 2. На участке 0 < 2 ° < 0.04 насадок снова направлен по направлению местного потока, т.е. показывает донное давление. Наибольшее число Маха, подсчитанное по р и при z° = 0.04, равно 1.26. [c.497]

Сравнение результатов расчетов по этой формуле с экспериментальными данными различных авторов [30] (25 результатов) при различных углах конуса, отношениях радиуса притупления к радиусу миделя, числах Рейнольдса и Маха показали удовлетворительное согласование расчетных и экспериментальных данных. В табл. 6.4 представлены отдельные результаты. В большинстве этих работ донное давление определено в натурном эксперименте, а не в аэродинамических трубах, где существенное влияние на донное давление оказывают неравномерность потока, наличие державки и другие факторы, искажающие измеряемые параметры. [c.137]

Сравнение значений донного давления, полученных в 45 экспериментах работ различных авторов [30], с результатами расчетов по этой формуле проведено в широком диапазоне изменения чисел Маха, Рейнольдса и углов полураствора острого и затупленного конусов. Часть результатов представлена в табл. 6.5. [c.138]

РАСЧЕТ ДОННОГО ДАВЛЕНИЯ ЗА ПЛОХО ОБТЕКАЕМЫМ ТЕЛОМ ПРИ [c.9]

Теория смешения Крокко — Лиза [10] (гл. I) может быть использована для приближенного расчета донного давления в сжимаемом потоке. Эта теория предполагает, что падение давления на донном срезе обусловлено целиком диффузией импульса поперек вязкого слоя, однако концепция простой диффузии импульса, удовлетворительная для сверхзвукового течения, недостаточна для несжимаемого потока, поскольку для несжимаемого потока (кроме диффузии импульса по ширине вязкого слоя) важным фактором является также динамика вихрей [3, 5]. Тем не менее следует отметить, что донное давление при сверхзвуковых скоростях можно рассчитать по донному давлению при дозвуковых скоростях, хотя и существует естественный предел для отрицательного коэффициента донного давления при сверхзвуковых скоростях. Например, максимальный коэффициент донного сопротивления задается в функции числа Маха [6] в виде =-( ) = [c.18]

Расчет донного давления при сверхзвуковых скоростях по донному давлению при дозвуковых скоростях иллюстрируется на фиг. 10. [c.20]

РАСЧЕТ ДОННОГО ДАВЛЕНИЯ [c.26]

Много внимания уделялось расчету донного давления за телами вращения, двумерными конфигурациями и крыльями самолетов. [c.26]

РАСЧЕТ ДОННОГО ДАВЛЕНИЯ ЗА ДВУМЕРНЫМ ТЕЛОМ [c.36]

Кроме того, Крокко и Лиз [101 показали, что последний метод является единственно возможным для общего случая, когда k — функция от m и X, или для осесимметричных сверхзвуковых течений, когда зависимость между ТУе и 0 заранее неизвестна. Теперь для расчета донного давления при интегрировании от критической точки в направлении к профилю строится зависимость / (х) до тех пор, пока х не станет равным Hj свободной струи. В этой области уравнение [c.39]

Для численных расчетов щ- принимается равным 0,720. Таким образом, величины б/бь и бь./бь определяются в функции We r по результатам численного интегрирования уравнения (1) для Р (И е), а также из уравнений (4) и (5). Так как для каждого значения We , существует рассчитанная по уравнению (3) величина 0(1, относительное донное давление [c.41]

Для открытого следа С ь фО л r d Ф Ц , и чтобы рассчитать донное давление, необходима информация об эмпирической величине а. Так как такая информация в области сжимаемого течения ограничена, для численных расчетов принимается величина а = 12, достаточно точно установленная при малых скоростях (М 0) [36]. [c.55]

При расчете донного давления были сделаны следующие предположения. Внешний обтекающий поток однородный и направлен параллельно стенке. Внешний поток испытывает расширение Прандтля — Майера в режимах I —III, а вдуваемая струя — только в режиме III. В режимах I и II вдуваемый из сопла поток плоскопараллелен. [c.57]

Оценка методов расчета донного давления при ламинарном течении [c.71]

В области дозвуковых и трансзвуковых скоростей расчетные значения коэффициентов донного давления за уступом сравниваются с экспериментальными данными. Значения параметра N для расчета выбирались по фиг. 47, а предельное значение донного давления рассчитывалось по уравнению (105) (штрих-пунктирная кривая на фиг. 50). [c.81]

Н е й л а н д В. Я, О расчете характеристик срывной зоны и донного давления при обтекании тел сверхзвуковым потоком газа, Инж. журн., [c.271]

Экспериментальные данные по критическому"перепаду давления и размерам зоны взаимодействия скачка с пограничным слоем, критерий отрыва при плавном росте давления, предотвращение отрыва с помощью вдува и охлаждения стенки, учет вязкости в условиях на головном скачке, пограничный слой с контактными разрывами, интегральный метод расчета пограничного слоя, обтекание тупого угла, донный отрыв при плавных обводах кормовой части, несимметрия отрывного обтекания симметричных тел равномерным потоком. [c.99]

На режимах о недорасширением (по отношению к донному давлении Pgr среднее значение статического давления потока на срезе оопла Ра находится между его нижним значением и верхним, t.b. Pdi f a Рс Поэтому.о учетом полученных экспериментальных данных по pg,, Pj. л да автомодельных режимов истечения можно принять / /у.Это приближенное соотношение использовалось для расчетов импульсной характеристики сопла по одномерной модели соплового потока на режимах, имевших место при продувках с газодинамическим няоадком. [c.13]

Сопоставление расчетов по (6.37) при G = 1 с опытными исследованиями [72] роста паровых пузырьков в объеме перегретого хла-дона R113 (перегрев создавался путем сброса давления) показало, что хорошее соответствие опытных и расчетных кривых роста пузырьков наблюдается уже при Ja > 300. На рис. 6.9 точки 1 относятся к росту паровых пузырьков при рекордно высоком перегреве жидкости в объеме i oo = 59,4 К Ja = 3195. Энергетическая схема роста для этих условий предсказывает фантастически высокую скорость роста уже при / = 1 мс согласно (6.36) Л = 44 мм. Формула [c.261]

Для объяснения полученных результатов был выполнен анализ волновой структуры потока в области ближнего следа при разных режимах обтекания, основанный на компьютерной обработке данных видеосъемки. Обнаружено, что с уменьшением значения 1/В уменьшается характерный поперечный размер ближнего следа, а следовательно, и уровень донного давления. Аналогичные изменения волновой структуры (в данном случае — видимых границ ближнего следа) отмечены и при вдуве продуктов горения ПС через отверстие в торце цилиндрического стержня с б/В = 0.37. Как указывалось выше, при 1/В = 1.1 наблюдается максимум донного давления (рд = 0.95). Это можно объяснить непосредственным воздействием струи продуктов горения ПС на область сжатия ( горло ) оторвавшегося от кромки донного среза набегающего потока. Действительно, используя соответствующие соотношения из [8, 11] для длины ближнего следа о и расстояния от торца цилиндрического стержня (через который проводится вдув) до скачка, замыкающего первую бочку истекающей нерасчетной струи, получим о = 1-7. Расчет проведен по формуле Го = 0.035М — 0.415М1 -Ь 2.3, а д = 0.4 согласно выражению [c.515]

Коэффициент волнового сопротивления Схв определяется на основе метода Годунова или Годунова-Колгана [29]. Параметры Схтр и Схвв находятся по результатам расчета пограничного слоя на заданном теле, причем коэффициент Схвв определяется на основании двух расчетов параметров обтекания тела сначала исходной формы, а затем — увеличенной на толщину вытеснения 5. Коэффициент донного давления Схд рассчитывается в соответствии с работой [32]. Многочисленные испытания затупленных конусов позволили предложить единую универсальную кривую для расчета турбулентного донного давления, которая аппроксимируется следующей зависимостью [c.136]

Теория смешения в упрощенной форме, как уже упоаминалось, была развита Крокко и Лизом [81 и применена не только к отрывным и присоединяющимся течениям, но также и к течениям в следе. С помощью этого метода было достигнуто качественное совпадение между результатами теоретических расчетов зависимости донного давления от числа Рейнольдса и экспериментальными данными [52, 53] для тел вращения и данными [54] для профилей с тупыми задними кромками. Таким образом, теория Крокко — Лиза чаще применялась к задачам о донном давлении, хотя она представляет собой общее решение задачи об отрывном течении. Было установлено, что отрывное и присоединяющееся течения в состоянии поддержать значительный рост давления при больших скоростях. До появления теории Крокко — Лиза расчеты вязкого течения в следе и струе выполнялись на основе предположения о постоянном статическом давлении. В действительности такое простое предположение не выполняется. Крокко и Лиз установили, что в отрывном течении градиент давления вдоль поверхности может достигать лгаксимального значения вблизи точки отрыва и затем постепенно уменьшаться, а при присоединении течения в следе градиент давления пренебрежршо мал на некотором расстоянии вверху по потоку от точки присоединения и быстро возрастает при приближении к этой точке. [c.61]

При малых числах Рейнольдса, в области полностью ламинарного течения, донное давление монотонно уменьшается с увеличением числа Маха [12, 16]. Этот экспериментальный результат подтверждается расчетами по методу Крокко — Лиза [10]. Расчет по этому летоду согласуется с экспериментальными данными, в соответствии с которыми донное давление уменьшается с уменьшением числа Рейнольдса при полностью ламинарном течении. Однако, согласно результатам Богдонова [13] иКурцвега[12], вобласти турбулентного течения (в противоположность полностью ламинарному течению) донное давление уменьшается с увеличением [c.24]

Этот вопрос изучался наиболее интенсивно. Лоренц [19], Габо [20] и Карман [21] использовали различные гипотезы для определения донного давления за телом вращения, но их расчеты неудовлетворительны. В предположении, что скорость воздуха, уменьшаясь в пограничном слое, после отрыва пограничного слоя от тела восстанавливается, была получена приближенная формула для расчета донного давления [121 [c.26]

Аналитический подход к решению задачи о донном давлении при сверхзвуковых скоростях основан на предложенной Крокко и Лизом [101 концепции взаимодействия диссипативного вязкого течения с соседним изэнтроническим течением. В гл. I и VII эта теория уже была кратко изложена. Здесь этот метод рассматривается более подробно применительно к расчету донного давления при стационарном течении за тупой задней кромкой профиля. [c.36]

Крокко и Лиз установили, что донное давление и дь/d достигают больших значений, если при заданных числах Рейнольдса и Маха отношение хорды к толщине задней кромки велико. Сравним результаты расчетов по теории Крокко — Лиза с экспериментальными данными Каванау [15] и Чепмена [22]. На фиг. 29 приведено донное давление в функции числа Рейнольдса в области малых чисел Рейнольдса при Mo = 2,0, kt = 0,03 и /d = 10. Эти зависимости очень близки к экспериментальным кривым Каванау для области умеренных чисел Рейнольдса и определенные по ним значения относительного донного давления почти оди- [c.46]

Однако формы профиля в начальном оторвавшемся вязком слое очень важны для определения величины донного давления при ламинарном течении [51, 52], следовательно, для усовершенствования метода Чепмена требуется рассмотреть начальный пограничный слой. Несовершенство таких методов, как методы Крокко — Лиза [10] и Корста [30], заключается главным образом в допущении, что возрастание давления, необходимое для замыкания области отрыва, можно приравнять к разности между донным давлением и конечным восстановленным давлением на значительном удалении вниз по потоку. Его следует приравнивать либо к давлению в окружающем невозмущенном потоке, либо к несколько меньшему давлению, чтобы учесть потери при прохождении внешнего потока через замыкающий скачок. Это означает, что точка замыкания области отрыва лежит в области максимального давления, однако, согласно экспериментальным исследованиям сверхзвукового донного течения [10. 25, 34] и взаимодействия ударной волны с пограничным слоем [26. 27. 29], точка нулевого вязкого напряжения, т. е. точка замыкания области отрыва, расположена ближе, чем точка максимального давления. При дозвуковых скоростях замыкание области отрыва происходит в точке, где местное статическое давление превосходит давление во внешнем потоке. Исследование донного давления требует введения дополнительного параметра, а именно отношения приращения давления при замыкании области отрыва к разности между статическим давлением во внешнем потоке и донным давлением. Если обратиться, в частности, к теории Корста 130] (хотя его метод расчета подтверждается наблюдениями и в Пришвине по- [c.71]

В работе [37] общие положения теории применены к расчету течения перед донным срезом тела и донной областью отрыва. Для решения задачи о локально невязком течении использован метод интегральных соотношений Дородницына [38]. Как показывает сравнение результатов расчета [37] с экспериментальными данными [39] (проведенное в работе [40]), уже для первого приближения распределение давления вдоль поверхности тела определяется достаточно точно (фиг. 9). В работе [40] также в рамках асимптотической теории рассмотрено течение перед донным срезом, но только при гиперзвуковой скорости внешнего невязкого потока. Взаимодействие гиперзвукового потока с пограничным слоем на основной части тела предполагается слабым (Мсх>т 1, где т — характерный наклон эффективной границы, образованной толщиной вытеснения пограничного слоя). В этом случае изменение давления на порядок величины происходит на длинах порядка МооТ, однако область с большими поперечными перепадами давления имеет характерную длину порядка т, как и при умеренных сверхзвуковых скоростях. [c.250]

Разумеется, при расчете турбулентных течений приходится пользоваться эмпирической информацией. Но часто ограничиваются нспользованием нескольких универсальных констант. Вместе с тем результаты расчетов размеров отрывных зон, донного давления, критических перепадов давления достаточно хорошо совпадают с экспериментальными данными. В упомянутых работах проведены расчеты донного давления и ближнего следа в неограниченном потоке [251 и при струйном обтекании тел, а также отрывных течений в каналах. Определены также характеристики псевдоскачка, т. е. области перехода от сверхзвукового течения в длинном канале к дозвуковому, в которой вместо прямого скачка возникает сложная система слабых косых скачков и отрывов потока при турбулентном течении вблизи стенок [6]. [c.269]

В работах [10—12, 241 этот подход использован для расчета донного давления за уступами в случае двумерных турбулентных осесимметричных течений. В работах [13—161 исследовано донное давление за телами простой формы. При достаточно большом числе Маха отношение донного давления за клином к давлению в набегающем невозмущенном потоке как для турбулентного [13], так и для ламинарного [141 течений возрастает с ростом М . В работе [14] указывается, что известный принцип стабилизации течения при Моо -> оо оказывается справедливым и для гипервву-ковых течений с отрывными зонами. Там же установлено, что донное давление за тонкими клиньями зависит от известного параметра подобия МооТ, где т — безразмерная толщина клина. В работах [15, 16] эти результаты применяются к течениям около [c.269]

Более сложной является задача о расчете течений, в которых отрыв потока начинается на гладком участке контура тела и его положение заранее неизвестно. Течения такого типа исследовались в работах [21, 22]. Одного условия Чепмена — Корста или каких-либо его модификаций оказывается недостаточно для замыкания задачи о размерах и положении изобарической зоны отрыва. Определяя координаты точки отрыва, в этом случае необходимо использовать еще одно дополнительное алгебраическое соотношение, связывающее давление в отрывной зоне с локальными характеристиками пограничного слоя перед точкой отрыва. Такие соотношения часто называют критериями отрыва. Методы их получения на основе экспериментальных данных, качественных модельных соображений, а также асимптотических методов изложены в книге Чжена и в предыдущем разделе приложения. В работе [21] в качестве примера приложения общего приближенного метода расчета решена задача об отрыве на плоской пластине перед щитком в сверхзвуковом потоке. Донное давление за сферой определено в работе [22]. [c.270]

Юделович М. Я., Приближенная методика расчета донного давления для тел сферической <] рны, Изв. АН СССР, ОТН, № 3 (196, i). [c.271]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...