Жидкость вязкая вихревое движение

Пространственному движению в пограничном слое обязательно соответствует некоторое вторичное течение в основном потоке, которое может быть найдено, если известно движение в пограничном слое. Для этого следует применить известное свойство вихревого движения жидкости (которым в данной задаче воспользовался Н. Е. Жуковский) движение вязкой жидкости в каждый момент времени можно рассматривать как движение идеальной жидкости при наличии известной завихренности в пограничном слое у твердых границ потока. При этом в отличие от описанных ранее вихревых моделей движения используется только одно условие сохранения вихря в каждый момент времени (вторая теоре 5а Гельмгольца) возникновение же и развитие вихрей объясняется трением жидкости в пограничном слое. В силу установленного пространственного характера пограничного слоя вихревые линии в нем не перпендикулярны ю скоростям внешнего потока, чему и соответствует вторичное течение, подобное указанному на рис. 148, б. [c.443]

Рассмотренные теоремы определяют основные свойства вихревых движений идеальной жидкости. В вязкой жидкости эти движения являются преобладающими, и здесь мы сталкиваемся как с непрерывным распределением завихренности, так и с дискретными вихревыми трубками и вихревыми образованиями. Закономерности вихревого движения, установленные на основе модели идеальной жидкости, позволяют объяснить и многие особенности течения вязкой жидкости. Часто для этого достаточно использовать результаты решення задачи о движении жидкости в круговом вихревом цилиндре и в его окрестности. [c.97]

Скорость осаждения капли жидкого металла в вязкой среде отличается от скорости осаждения твердого шарика того же радиуса, определяемой уравнением Стокса. Причиной этого является наличие тангенциальной скорости частиц жидкой капли на границе раздела капля—среда [115]. В падаюш,ей калле возникает вихревое движение жидкости, вызываюш,ее в нижней части капли перемещение частиц из середины капли к ее поверхности, а в верхней части — от поверхности к внутренним слоям. [c.84]

Известно, что при критических условиях деформации вследствие ротационной неустойчивости происходит переход к турбулентному" течению металла [184]. Для потоков жидкости и газа ротационная неустойчивость проявляется при критических градиентах скоростей поперек линий тока. В работе [185] предложена модель турбулентного течения кристаллов, деформирующихся с участием собственных вращений частиц. Вращательное движение частиц предположительно вызывается силами вязкого трения, подобно тому как это происходит в жидкости. Образующаяся вихревая структура течения, представленная в виде системы вихрей одного масштаба, рассматривается как диссипативная структура. Теоретически показано, что турбулентное течение кристаллов возникает при скоростях пластического сдвига выше критических при переходе от ламинарного течения кристалла к турбулентному происходит существенное снижение величины диссипируемой энергии турбулентность способствует локализации пластической деформации [185]. [c.106]

В рамках схемы идеальной жидкости функция шСг] ) может быть совершенно произвольной. Поэтому для ее определения необходимы дополнительные предположения. Мы допустим, что вихревое движение в зоне отрыва можно рассматривать как предельное течение вязкой жидкости, когда вязкость устремлена к нулю. Для стационарного течения вязкой несжимаемой жидкости действует уравнение Гельмгольца [c.155]

Максвелл описывает метод исследования этого явления, которого большею частью придерживались почти все дальнейшие исследователи. В этом методе он пользуется тем видом движения в вязкой жидкости, который можно считать тщательно разобранным, а именно — он предполагает существование так называемого пластинчатого движения, тогда как хорошо известно, что если будет превзойдена некоторая критическая скорость, этот вид движения становится неустойчивым и уступает место вихревому движению, некоторые детали которого до настоящего времени в достаточной мере не поддаются математической теории. Изучаемая вязкая жидкость помещается в пространство, образуемое двумя концентрическими цилиндрами с радиусами а и Ь (Ь у> а). Внешний цилиндр радиуса Ь остается неподвижным, а внутреннему цилиндру радиуса а придается равномерное вращение с угловой скоростью ш. Когда движение примет устойчивый характер, частица Р на расстоянии г от оси равномерно вращается по кругу со скоростью v. [c.244]

Как отмечалось, внешне потоки вязкой жидкости делятся на слоистые (ламинарные) и турбулентные. Более глубокое рассмотрение вопроса приводит к более тонким понятиям невихревого и вихревого движения, играющим важное значение при объяснении ламинарности и турбулентности, а также явления обтекания тел и возникновения подъемной силы крыла. [c.294]

Мы применим сейчас эти формулы к одной задаче о вихревом движении в плоскости, относящемся к вязкой жидкости. [c.255]

Первые три члена в правых частях этих уравнений дают, как в (4) 146, скорости, с которыми изменяются значения г , для данной частицы, когда вихревые линии движутся вместе с жидкостью и напряжения вихрей остаются постоянными. Добавочное изменение этих трех величин, происходящее вследствие вязкости, определяется последними членами и следует закону теплопроводности. Из этой аналогии следует, что вихревое движение не может возникнуть внутри вязкой жидкости оно должно распространяться от граничной поверхности внутрь жидкости. [c.723]

Сила L перпендикулярна к скорости V и является подъемной силой, а сила D —силой сопротивления. Точность этих результатов тем лучше, чем больше радиус с( ры S. Они представляют собой обобщение теоремы Кутта — Жуковского для невязкой жидкости и формулы Филона ) для плоского движения вязкой жидкости. Здесь Г —векторная циркуляция по поверхности 2, обусловленная скоростью qt, а / — приток жидкости в вихревой след, обусловленный скоростью q4. [c.560]

ВИХРЕВОЕ ДВИЖЕНИЕ ВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ 531 [c.537]

Вихревое движение вязкой жидкости. [c.537]

ВИХРЕВОЕ ДВИЖЕНИЕ ВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ 539 [c.539]

В гл. 3 были установлены признаки потенциального движения. Следует отметить, что движение, строго соответствующее условиям безвихревого (потенциального) движения, в природе и технике отсутствует. Но в ряде случаев можно применить понятие потенциальное движение, условно идеализируя реально происходящее движение вязкой жидкости. Во многих задачах значительная часть области, занятой движущейся жидкостью, находится в условиях практически безвихревого движения. При обтекании твердых тел реальной жидкостью всю область движения делят на две тонкий пограничный слой, примыкающий непосредственно к телу, и внешнюю область, где пренебрегают силами вязкости и движение считают потенциальным. Как будет показано ниже, движение жидкости через оголовок водослива и из-под затвора при больших скоростях также можно считать потенциальным. Движение вязкой жидкости в пористой среде, если рассматривать индивидуально поровые каналы, является вихревым, с уменьшающимися к стенкам местными скоростями в каждом поровом канале. Но, рассматривая осредненное по пространству, как было указано в гл. 27, движение (при линейном законе фильтрации), справедливо можно считать его потенциальным. [c.558]

Различают вихревые и безвихревые (потенциальные) движения газа. В реальных условиях из-за действия сил вязкого трен Я постоянно образуются вихревые движения, характерные тем, что элементарные частицы вращаются вокруг своих осей. Во многих случаях близкая к истинной картина течения получается при рассмотрении движения как безвихревого. В общем случае для определения скорости v каждой частицы по величине и направлению нужно знать три величины — проекции Vy, вектора скорости v на оси координат х, у, 2 эти координаты могут быть функциями времени t. Исследование течений жидкости в предположении, что движение является безвихревым, упрощается в связи с тем, что для определения скорости по величине и направлению достаточно знание лишь одной функции — потенциала скорости, частные производные от которой по координатам х, у. z дают значения соответствующих проекций скорости и, Vy и V,. Понятие вихревого и потенциального движений относятся как к вязкой, так и к идеальной жидкости, сжимаемой и несжимаемой. [c.455]

Как отмечено выше, при анализе вихревого движения в основном применяется модель несжимаемой, однородной по плотности идеальной жидкости. Однако в некоторых задачах невозможно обойтись без учета эффектов вязкости. Вязкие жидкости описываются уравнениями Навье - Стокса [c.35]

По-видимому, она может быть объяснена следующим образом. При малых числах Рейнольдса циркуляция вследствие вязкой диффузии от вихревой нити занимает всю область течения. При этом генерируются вторичные течения, стремящиеся осуществить конвекцию циркуляции обратно к вихревой нити. Вторичные течения черпают свою энергию из энергии вращательного движения жидкости. С ростом числа Рейнольдса перекачка энергии прогрессивно нарастает. Поступление энергии из бесконечности и от вихревой нити происходит медленнее, чем ее трансформация в энергию вторичных течений. Эти соображения в известной мере подтверждаются результатами решения задачи при малых Re. В конце концов возникает ситуация, когда энергия вращения вовсе иссякает. При Re = 5,53 происходит коллапс вращения, в то время как во внешней части остаются вторичные течения, поддерживаемые неисчезающим градиентом давления. Как видим, в данной проблеме условия прилипания на плоскости оказывают более сильное влияние на течение жидкости, чем условия движения на [c.55]

Обобщение уравнений Гельмгольца. В главе V части первой при рассмотрении вихревых движений в идеальной жидкости были выведены уравнения Гельмгольца. Смысл этих уравнений заключается в том, что они дают возможность количественного учёта изменений, происходящих с вихрями. Выше было отмечено, что громадное большинство движений вязкой жидкости является движениями вихревыми. Понятно поэтому то большое значение, которое должны иметь в случае вязкой жидкости уравнения, аналогичные уравнениям Гельмгольца. К выводу этих уравнений, протекающему совершенно аналогично случаю идеальной жидкости, мы теперь и приступим, причём мы предположим для определённости, что имеем дело с вязкой несжимаемой жидкостью, находящейся под действием массовых сил, имеющих потенциал. Тогда основные уравнения гидромеханики даются формулами (5.4), первая из которых имеет вид [c.403]

Закон подобия. Число Рейнольдса. В предыдущих параграфах мы уже вывели, опираясь на общие уравнения движения вязкой жидкости, целый ряд свойств этих движений, например, что эти движения должны быть вихревыми движениями, что с течением времени происходит диффузия вихрей, что кинетическая энергия движения частью переходит в тепловую и т. д. [c.406]

Характерным, отличительным признаком пограничного слоя во всех случаях является непременное существование двух граничащих друг с другом областей различных по природе движений вихревого движения вязкой жидкости в пограничном слое и безвихревого движения идеаль- ной жидкости во внешней области. При малых рейнольдсовых числах такое разделение областей было бы невозможным. [c.557]

То обстоятельство, что при Fr 4 сопротивление не меняется ни от вязкости компонентов, ни от скоростей смеси, а зависит главным образом 0J газосодержания, находит, по-видимому, объяснение в пульсациях скоростей и давления. Наличие в потоке жидкости газовой фазы создает условия для появления макропульсаций в отличие от микропульсаций в потоке гомогенной жидкости, вызываемых вихревым движением. Макропульсации усиливают турбулентность настолько, что вязкие касательные напряжения в ядре потока становятся значительно меньше турбулентных и пульсационных при Fr 4. [c.180]

Тормозящее действие поверхности сферы вызывает появление вращательного движения жидкости — вязких вихрей, как это схематически показано на рис. 5.3. Количественной характеристикой вихревого движения служит вектор со = rot и. Осесимметричность тече- [c.192]

В постановке и решении ряда задач аэродинамики, в частности для схематизации движения воздуха и его действия на тела, немаловажную роль ыграли различные гидродинамические модели [26] При этом большую роль сыграли ударная теория сопротивления И. Ньютона (1686 г.), теория идеальной несжимаемой жидкости, разработанная Д. Бернулли (1738 г.) л Л. Эйлером (1769 г.), теория вязкой несжимаемой жидкости, созданная А. Навье (1822 г.) и Дж. Г. Стоксом (1845 г.), теория струйного обтекания тел, развитая Г. Гельмгольцем (1868 г.), Г. Кирхгофом (1869 г.), а в дальнейшем Рэлеем (1876 г.), Д. К. Бобылевым (1881 г.), Н. Е. Жуковским (1890 г.), Дж. Мичеллом (1890 г.), А. Лявом (1891 г.). Особое значение для становления аэродинамики имели работы Г. Гельмгольца, заложившего основы теории вихревого движения жидкости (1858 г.). В начале XIX в. появились понятия подъемной силы (Дж. Кейли) и центра давления. Дж. Кейли впервые попытался сформулировать основную задачу расчета полета аппарата тяжелее воздуха как определение размеров несуш,ей поверхности для заданной подъемной силы [27, с. 8]. В его статье О воздушном плавании (1809 г.) предложена схема работы плоского крыла в потоке воздуха, установлена связь между углом атаки, подъемной силой и сопротивлением, отмечена роль профиля крыла и хвостового оперения в обеспечении продольной устойчивости летательного аппарата я т. п. [28]. Кейли также занимался экспериментами на ротативной маши-де. Однако его исследования не были замечены современниками и не получили практического использования. [c.283]

Успешно решены также ми. -задачи о вихревых и волновых движениях идеальной жидкости (о вихревых нитях, слоях, вихревых цепочках, системах вихрей, о волнах на поверхности раздела двух жидкости , о капиллярных волнах и др.). Развитие вычислит, методов Г. с использованием ЭВМ позволило решить также ряд задач о движении вязкой жидкости, т. е. получить в нек-рых случаях решения полной системы ур-ний (1) и (2) без упрощающих предположений. В случае турбулентного течения, характеризуемого интенсивным перемешиванием отдельных. элементарных объёмов ж идкостк и связанным с этим переносом массы, nir-пульса и теплоты, пользуются моделью осредпсппого по времепи движе1Н1я, что позволяет правильно описать осн. черты турбулентного течения жидкости и получить важные практнч, результаты. [c.466]

Если Ц. с. равна кулю по любому контуру, проведённому внутри жидкости, то течение жидкости— звихре-вое, или потенциальное, и потенциал скоростей—однозначная ф-ция координат. Если же Ц. с. по нек-рым контурам отлична от нуля, то течение жидкости либо вихревое в соответственных областях, либо безвихревое, но с неоднозначным потенциалом скоростей (область течения многосвязная). В случае потенц. течения в многосвязной области Ц, с. по всем контурам, охватывающим одни и те же твёрдые границы, имеет одно и то же значение. Ц. с. широко используется как характеристика течений идеальной (без учёта вязкости) жидкости. По динамич. теореме Томсона (Кельвина) Ц. с. по замкнутому жидкому контуру остаётся постоянной во время движения, если, во-первых, жидкость является идеальной, во-вторых, давление (газа) жидкости зависит только от плотности, в-третьих, массовые силы потенциальны, а потенциал однозначен. Для вязкой жидкости Ц. с. со временем изменяется вследствие диффузии вихрей. При плоском циркуляц. обтеканий контура идеальной несжимаемой жидкостью, при к-ром скорость на бесконечности отлична от нуля, воздействие жидкости на контур определяется по Жуковского теореме и прямо пропорционально значению Ц. с., [c.441]

Пересечение скачков. Два последовательных поворота стенки LB D (рис. 5.16,а) на угол б приводят к образованию двух косых скачков ВК и СК, причем ip2> pi, так как после первого скачка скорость Я,2<Я,ь В результате скачки пересекаются в точке К. За точкой пересечения оба скачка сливаются в один скачок KF, так как выше точки К углы меняются в обратном направлении угол ра уменьшается (второй скачок попадает в область, где Я]>Я,2), а угол Pi возрастает (первый скачок располагается за вторым). Линия тока, пересекающая систему двух скачков, деформируется, поворачиваясь в точках Ь и d на угол б при пересечении скачков скорости потока ступенчато падают, а давления растут. Отметим, что области 3 я 4 разделены слабой волной разрежения или слабым скачком уплотнения KL, при пересечении которого поток приобретает давление pi=p z. Характерно, что скорость за скачком KF всегда меньше скорости за скачком СК (Я4<Яз) отсюда следует, что линия КН является линией тангенциального разрыва скорости. В вязкой жидкости вдоль КН развивается вихревое движение. [c.135]

Известно несколько теорий вихревого движения вязкой жидкости [27]. Все они признают, что размер сердечника вынужденного вихря возрастает со временем. Некоторые теории экстраполируют обратно к свободному вихрю без сердечника в нулевой момент времени. В этом случае создается растяжение, достаточное для разрыва жидкости, так что при благоприятных в остальном условиях это привело бы к образованию сердечника из пузырей. Такой сердечник обычно наблюдается при работе морских винтов [28]. Если жидкость далека от насыщения газом или паром, то возникающие в центре вихря мельчайщие полости будут вновь разрущаться, образуя часть сердечника вихря. [c.22]

В заметке А.И. Морогакина К вихревой теории сопротивления (Труды Все-эосс. съезда математиков в Москве. Гиз, 1928) приводится любопытный экспе-эиментальный материал из опытов аэродинамической лаборатории МГУ опыты показали, что вихри в воздухе производят заметное вращение только близко к вихревой трубке и очень быстро затухают при удалении от нее. Другим подобным вопросом, также весьма важным и для теории и для приложений, является вопрос о сохранении вихря в вязкой жидкости. Этому последнему вопросу посвящена интересная работа А.И. Некрасова Диффузия вихря (Труды ЦАГИ. №84, 1931). В этой работе показано, что вследствие диффузии вихря он быстро ослабляется в вязкой жидкости, и весьма быстро вихревое движение становится неощутимым. Замечательным здесь является то обстоятельство, что оказывается, что вихревое состояние определяется уравнением параболического типа [c.178]

Наконец, Стокс исследовал случай неустановившегося движения вязкой жидкости, когда общие уравнения вырождаются в уравненйе теплопроводности для единственной ненулевой компоненты скорости движения. Развитие этого направления принадлежит Рэлею ° и связано с первыми исследованиями диффузии вихрей в вязкой жидкости (и устойчивости ламинарного движения). К сочинению Стокса 1851 г. восходит и исследование диссипации энергии в вязкой жидкости, развитое позже Рэлеем. Отметим еще связанную с обоими затронутыми вопросами работу Д. К. Бобылева , исследовайшего роль вязких сил в вихревых движениях жидкости. [c.70]

След ующий этап истории механики жидкости и газа, относящийся уже гла вным образом к XIX в., знаменуется, с одной стороны, дальнейшей математической разработкой гидродинамики идеальной жидкости, в частности, решением таких задач ее, как плоское и пространственное безвихревое движение, струйное разрывное движение, вихревое движение, волновое движение тяжелой жидкости, с другой — зарождением двух новых разделов, имеющих особое значение для современной гидроаэродинамики динамики вязкой жидкости и газовой динамики. [c.24]

В главе 18 рассматривается общее вихревое движение с частным приложением к крылу конечного размаха. Глава 19 содержит описание приложения нокторного метода к течению вязкой жидкости и краткое изложение теории пограничного слоя. Интересно отметить, как просто могут быть получены компоненты напряжений в вязкой жидкости в произвольной системе координат с помощью векторного метода (п. 19.41). [c.10]

В кормовой области (после точки отрыва потока) поверхность цилиндра омывается потоком со сложным вихревым движением, и значение коэффициента теплоотдачи увеличивается. Отрыв вязкой жидкости с поверхности цилиндра происходит в результате совместного влияния подтормаживапия жидкости твердой стенкой и действия перепада давления, в результате чего на линии отрыва образуются обратные токи, которые оттесняют набегающий поток от поверхности тела. [c.245]

Такой метод упрощения уравнений движения и энергии вязкой жидкости особенно эффективен применительно к потокам несжимае.мой жидкости, в которых поле скоро стей не зависит от температурного поля. Сложнее дело обстоит с потоком сжимаемой жидкости, где уравнения движения и энергии взаимосвязаны вследствие зависимости плотности, вязкости и теплопроводности от температуры. Кроме того, здесь само температурное поле зависит от теплообмена у стенки и от числа М внешнего потока. В потоке сжимаемой жидкости пограничные слои не являются единственными областями, в которых существенно влияние вязкости и теплопроводности это влияние важно также внутри ударных волн и в некоторых случаях за ударными волнами, где течение может быть вихревым, а соответствующие градиенты скорости могут в крайних случаях быть сравнимыми с градиентами скорости в пограничных слоях. [c.35]

Заметим, что в задаче обтекания постоянство вектора V, является обязательным [134] в отличие от постановок для вихревого движения идеальной жидкости, когда па бесконечности допустимо задание неоднородного поля скорости. Некоторый промежуточный вариант — внутренняя задача в неограниченной области, например задача о течении жидкости в бесконечной трубе. В этом случае вопрос о концевых условиях далеко не тривиален, хотя для ламинарных движений естественно считать, что на концах (имеющих разные сечения) асимптотически должны быть заданы нуазейлевы режимы. Частным случаем задачи в бесконечной области является проблема вязких струй, которая в обобщенной форхмулировке может быть поставлена следующим образом. На сфере единичного радиуса или иа другой ограничепиой поверхности дано произвольное поле вектора скорости. Требуется найти стационарное решение Ьне этой сферы, сопрягающееся с покоем на бесконечности. Теории вязких струй посвящена обширная литература [7, 26, 96]. Эта проблема подробно обсуждается в настоящей монографии. [c.11]

Кепльмаи Н. Э. О некоторых свойствах уравнений, описывающих вихревое движение вязкой жидкости, нестациоиарные проблемы гидродинамики Ц Сб. иауч. трудов Ин-та гидродинамики СО АН СССР.— 1982.— Вып. 58.— С, 60—72. [c.325]

Вопрос о влиянии вязкости на вихревые движения будет разобран а г. аве о вязкой жидкости. Сейчас же мы осгановимся на вопросе [c.162]

Рассматриваемый пример является чрезвычайно характерным для динамики вихревого движения в вязкой жидкости. Он показывает, что основной тенденцией внутри вязкой жидкости является выравнивание завихренностей различных частиц жидкости. Наоборот, мы увидим далее, что в соседстве с ограничивающими жидкость стенками вязкая жидкость обладает, по сравнению с идеальной жидкостью, резко выраженной вихреобразующей способностью. [c.453]

Рассмотрим движение вязкой жидкости вблизи твёрдой стенки. Под действием сил вязкости слои жидкости по мере приближения к стенке постепенно подтормаживаются и на самой стенке прилипают к ней. Эта область вихревого движения вязкой жидкости, расположенная около обтекаемого тела, называется пограничным слоем. Условно грапипей пограничного слоя принято считать ту линию, на которох скорость отличается от местной скорости внешнего потока па один пропент. Пограничный слой при больших числах В имеет очень малую толщину по сравнению с размерами тела. Так, например, на крыле самолёта с хордо11 1,5 — 2 м эта толщина равна нескольким сантиметрам. [c.199]

Технически Р. м. осуш ествляется путем придания частицам материала определенной скорости движения внутри сосуда. Важным условием при этом является то, чтобы скорости частиц в смежных слоях возможно больше различались по своей величине. Создание мош ных правильных потоков постоянного направления (циркуляция)—мало продуктивный способ Р. м. оно допустимо лишь при больших скоростях, когда вследствие трения о стенки внутри такого потока возникают интенсивные вихревые движения. Обычно стремятся придать движению частиц б. или м. беспорядочный характер—при по-мош и турбулентных потоков,встречных и пе-ресекаюш ихся струй или ударов потока о неподвижное препятствие. Для этой цели применяются чаш е всего враш аюш иеся м е-ш а л к и различных типов или иные механич. приспособления. Эффективность таких устройств в огромной степени зависит от их конструктивного оформления и от свойств подвергаемых размешиванию объектов этим объясняется многочисленность и разнообразие суш ествуюш их конструкций мешалок, причем каждая из них применима лишь к определенной категории материалов и определенному типу технологич. процессов. Объектами размешивания материалов могут быть сыпучие материалы вязкие жидкости п массы тестообразной или мазеобразной консистенции однородные жидкости неоднородные системы с жидкой дисперсионной средой, где дксперсная фаза может быть жидкой, твердой или газообразной, и наконец газы. [c.446]

Если Ц. с. равна пулю по любому контуру, проведенному внутри жидкости, то течение жидкости — безвихревое, или потенциальное течение, и потенциал скоростей — однозначная ф-ция координат. Если же Ц. с, по нек-рым контурам отлична от нуля, то течение жидкости — либо вихревое в соответственных областях, либо безвихревое, но с неоднозначным потенциалом скоростей (область течения многосвязная). В случае потенциального течения в многосвязной области Д. с. по всем контурам, охватывающим одни и те же твердые границы, имеет одно и то же значение. Д, с, широко иснользуется как характеристика течений идеальной (без учета вязкости) жидкости. По динамич. теореме Томсона (Кельвина) Д. с, по замкнутому жидкому контуру остается постоянной во все время движения, если 1) жидкость является идеальной, 2) давление (газа) жидкости зависит только от плотности и 3) массовые силы — потенциальны, а нотенциал однозначен. Для вязкой жидкости Д. с. со временем изменяется вследствие диффузии вихрей. При плоском циркуляционном обтекании контура идеальной несжимаемой жидкостью, при к-ром скорость на бесконечности отлична от нуля, воздействие жидкости на контур определяется но Жуковского теореме и прямо пропорционально значению Ц. с., плотности жидкости и значению скорости потока на бесконечности. При плоском обтекании идеальной жидкостью крыла с острой задней кромкой величипа Д. с. определяется Чаплыгина — Жуковского постулатом. При обтекании крыла конечного размаха, хорда к-рого в плане меняется, Д. с. вдоль размаха крыла также меняется. [c.401]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...