Точка торможения

Для двумерных пограничных слоев можно показать, анализируя порядок величин, что толщина пограничного слоя б связана с расстоянием от точки торможения х соотношением [c.258]

При о < Л < 1 вихревое образование ограничено гладкой кривой с единственной точкой ее излома х = 0, у = -2 - VI — к. Эта седловая для функции ф точка вместе с седловыми точками х = VЗ + к, у = 0 и центром X = о, у = -24- 1 - к являются точками торможения. Картина линий тока этого типа на рис. 4.5 изображена при к = 1/2. [c.200]

При к > К точек торможения на линии г = нет. [c.208]

При к> 2Ь точек торможения на линии г = 0 нет. [c.208]

Точками торможения являются, конечно, и другие пересечения линий тока. [c.208]

При й = 6,43 вырожденная седловая точка возникает. Она является точкой торможения. В ней две линии тока касаются друг друга. Указанное значение к при выбранных Ь и М определено из условия обращения в нуль осевой составляющей вектора скорости при а = 0, г = ju. [c.209]

При к = 4,26 сечение вихревого кольца становится треугольным. Это значение к найдено из того условия, что в точке торможения при 1 = 0 величина V совпадает с V при г = jn. [c.210]

При 4,26 > к > 1,98 (на рис. 4.7 пример приведен при к = 3,22) сечение вихревого кольца отрывается от прямой г = jn и принимает форму петли с точкой излома контура этого сечения, являющейся точкой торможения. Ниже сечения кольца и выше него и > 0. По мере стремления к к значению 1,98 точка торможения приближается к оси х. [c.210]

На рис. 4.9 представлена картина линий тока при М = 0,06 (К = -1,048, N = -0,554, Р = -0,0536) и М = 0,082 (К = -1,336, N = -0,509, Р = -0,0796). В первом случае сечение вихревого кольца имеет две точки торможения, как и на рис. 4.7 при к = 5,3. Во втором случае образуются два вихревых кольца, сечения которых имеют форму петель и по одной точке торможения. Прочие точки торможения в потоке на рис. 4.9 не показаны. При дальнейшем увеличении М петли стягиваются в точки возврата линий тока. Подобное явление в плоскопараллельных потоках уже нашло отражение на рис. 4.5 при к = I. [c.212]

На оси г = О величина ф = 0. Каждое вихревое образование, охватывающее ось, должно быть окружено также линией ф = 0. Точка пересечения этой линии с осью является точкой торможения. В ней и = tf = 0. [c.214]

Как известно, в потоке газа или жидкости могут существовать точки или области, скорость в которых равна нулю, например, критические точки на поверхности обтекаемого тела или большая емкость, из которой происходит истечение через малое отверстие или сопло. Предполагая течение адиабатным, применим уравнение (11.24) к произвольной точке, в которой скорость течения равна ы, и к точке, в которой скорость и = О, Последнюю будем далее называть точкой торможения и все относящиеся к ней параметры отмечать индексом О . Тогда получим [c.415]

Здесь ао и То — соответственно скорость звука и температура в точке торможения. Им соответствуют некоторые давление и плотность ро. Величины а , То, ро, Ро, называемые параметрами торможения, являются константами данного газового потока. Но не обязательно им приписывать смысл параметров газа в некоторой точке торможения, ибо таковой в данном потоке может и не быть. Параметры торможения можно понимать как расчетные параметры, которые мы получили бы, если бы данный поток полностью затормозили без необратимых преобразований механической энергии. Особую роль играет температура торможения То,, поскольку, как это следует из уравнения (11.26), она определяет полную энергию данного газового потока. [c.415]

Здесь йо и Го — соответственно скорость звука и температура в точке торможения. Им соответствуют некоторые давление рд и плотность Ро. Величины йд, Тд, рдИ рд, называемые параметрами торможения, служат константами данного газового потока. Но не обязательно им приписывать смысл параметров газа в некоторой точке торможения, ибо таковой в данном потоке может [c.437]

Градиент скорости в точке торможения [c.705]

Аналогичный алгоритм применяют и для решения задач тепло- и массообмена при наличии химических превращений во взаимодействующих средах. Приведем, например, одну из первых формул для расчета конвективного теплового потока в точке торможения [c.215]

Приближенный анализ проблемы вязкого взаимодействия [24] показал, что в окрестности точки торможении на осесимметричном затупленном теле, поверхность кото])Ого сильно охлаждается, напряжение трения на поверхности увеличивается вследствие вихревого взаимодействия в 1 + 4-0,49 П раза, а плотность теплового потока —в 1 +0, 9Х ХП раза. [c.384]

Из уравнений (7.5.40)—(7.5.42) как частный случай следуют выписанные выше уравнения для стационарного пограничного слоя, если в последних в качестве характерней температуры на внешней границе пограничного слоя выбирать значение температуры в точке торможения. [c.395]

Если в поток газа поместить твердое тело, то в некоторой точке встречи потока с телом он полностью затормозится, т. е. скорость окажется равной нулю. Такая точка называется критической. Это приведет к изменению параметров набегающего потока Т, р, р до параметров торможения T a. Ро. Ро в критической точке. Для простоты рассмотрим случай, когда в точке торможения нет теплообмена между заторможенным газом и твердым телом, т, е. торможение является адиабатным. [c.242]

Наибольшее возможное значение скорости звука на линии тока получается в точке торможения. Обозначим это значение скорости звука через а. Теперь постоянную в интеграле Бернулли можно записать еще в виде [c.39]

На практике приходится встречаться с самыми разнообразными случаями обтекания поверхностей, однако для анализа целесообразно выделить два характерных предельных варианта течение в окрестности точки торможения затупленного тела и обтекание плоской пластины. [c.28]

Течение в окрестности точки торможения [c.28]

Рассмотрим течение в окрестности точки торможения затупленного тела, движущегося в атмосфере с гиперзвуковой скоростью. [c.28]

Таким образом, течение в окрестности точки торможения носит сложный характер оно бывает как дозвуковым, так и сверхзвуковым, положение скачка уплотнения и звуковой линии заранее неизвестны и требуют специальных численных расчетов. Не останавливаясь на детальном анализе газодинамических аспектов проблемы, приведем лишь некоторые характерные газодинамические параметры, которые помогут нам при анализе теплообмена в этой области. Таких параметров два [c.29]

При больших числах Маха в окрестности точки торможения затупленных тел градиент скорости в первом приближении можно определить по модифицированной формуле Ньютона [c.30]

По-видимому, заслуживает упоминания тот факт, что Аста-рита [6] привел качественные аргументы, согласно которым размер области вблизи точки торможения, в которой приближения пограничного слоя перестают действовать, является для ненью-топовских жидкостей величиной, возможно, намного большей, чем для ньютоновских жидкостей. [c.259]

Линии пересечения осесимметричных поверхностей тока с меридиональной плоскостью, tp = onst, для простоты в дальнейшем будут называться линиями тока. Как уже отмечалось, они неизменны при различных с. Линиями тока в решении (3.64) являются, в.частности, прямые г = о и г = jn, где j i — первый нуль функции J (r). Величина j и 3,832. Следует помнить, что седловые точки и центры функции гр х,г) являются точками торможения, в них и = v = 0, но, вообще говоря, lu 5 0. [c.208]

На линии тока г = 0 величина и = k hx-2L. В точках торможения [c.208]

При f = 1,98 точка торможения оказывается на оси х. Это значение к находится из условия и = 0 при а = г = 0. Ви>февое образование перегораживает центральную часть течения, и поток обтекает эту преграду с внешней стороны. При к = 2L = 1,98, х = г = 0 величина drfdx для линий тока ip = 0 равна 0, Ъ1у/2- ЗбМ/к = 3,93. В процессе дальнейшего уменьшения величины к точка торможения, в соответствии с (3.65), разделяется на две, и при г = 0 координаты х этих точек стремятся к -00 и оо при к — 0. [c.210]

Рассматривая разные варианты с увеличивающимся размером частиц, можно увидеть, что отходы сепаратрисы Xi и ударной волны Ху увеличиваются при росте радиуса частиц а до некоторого значенияя 300 мкм. При дальнейшем увеличении радиуса частиц отраженные частицы вылетают за головную ударную волну, создавая возмущение перед ней и приводя к образованию двух волн сжатия (см. р х) и Vi x) для а = 400 мкм на рис. 4.8.3). При этом давление на теле х = 0) и, в частности, в точке торможения (х = О, у = 0) за счет дополнительного искривления линий тока газа и поперечного его отвода становится существенно меньше, чем для режима обтекания чистым газом (рзо = 0). При дальнейшем увеличении размера частиц возникает тенденция к восстановлению головной ударной волны п к обратному приближению ее к телу (см. р х) и Vi x) для а — 400 мкм и а = оо на рис. 4.8.3), когда картина течеппя газа приближается к топ, которая дается замороженной схемой на = э , соответствующей течению чистого газа. В этом диапазоне режимов с вылетом отраженных частиц за головную ударную волну преобладает тормозящее действие газа отраженными частицами, а не дополнительное пс-кривленпе линий тока газа. [c.395]

Если скорость течения сверхзвуковая, то торможение потока произойдет скачком вдоль плоскости АС под углом р к первоначальному направлению течения (рис. 2.32). Вдоль плоскости АС как со стороны набегающего, так и со стороны заторможенного потока распределение давления равномерное. Следовательно, изменение количества движения массы газа происходит только в нормальном направлении к плоскости АС. Касательные со-ставяющие скорости течения газа вдоль плоскости АС до и после торможения равны друг другу Vlt = V2 Vт. [c.124]

Рис. 2-1. Картина течения гиперзву-кового потока в окрестности точки торможения затупленного тела.

Поскольку 0° не зависит от Д, то, чем больше радиус, тем меньше градиент скорости потока в окрестности точки торможения duddx [c.30]

Наиболее обстоятельные расчеты теплообмена в окрестности точки торможения затупленного тела провели Фей и Ридделл [Л. 2-7]. Они показали, что для воздуха в широком интервале изменения энтальпии набегающего потока критериальная зависимость для теплообмена может быть аппроксимирована следующим выражением [c.44]

Поскольку (dueldx) ( /R), то аэродинамический нагрев в окрестности точки торможения R. Отсюда следует, что путем увеличения радиуса затупления носовой части тела можно уменьшить конвективный теплообмен в этой области. Все представленные расчеты относятся к случаю каталитической стенки, что соответствует полной рекомбинации атомов, диффундирующих к поверхности тела. [c.46]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...