Обтекание клина

С такими случаями ми уже встречались при изучении сверхзвукового обтекания клина и конуса ( 112, 113). [c.597]

Рис. 3.7. Образование косого скачка уплотнения при обтекании клина

Рис. 10.36. Изменение обтекания клина в околозвуковом диапазоне скоростей набегающего потока Мо , М] — значения числа Маха в набегающем

Н. Е. Кочин и Л. Г. Лойцянский разработали приближенный метод решения этого уравнения, основанный на использовании точного частного решения дифференциальных уравнений пограничного слоя, соответствующего распределению скорости во внешнем потоке по степенному закону U = ex ". Потенциальное течение с таким распределением скоростей вдоль контура тела возникает при обтекании клина с углом раствора яр, где р = = 2т/(т + 1). [c.345]

Потенциальное течение с таким распределением скоростей вдоль контура тела возникает при обтекании клина с углом раствора пр, где [c.379]

Отрыв перед уступом возникает и при дозвуковых скоростях. При сверхзвуковом обтекании такой отрыв сопровождается образованием скачка уплотнения перед точкой отрыва, вызванным отклонением потока на некоторый угол вследствие появления застойной зоны перед уступом. Появляющийся на стенке дополнительный градиент давления способствует смещению вперед точки отрыва. Дозвуковое обтекание клина обычно не сопровождается отрывом. В сверхзвуковом потоке такой отрыв возможен вследствие появления косого скачка уплотнения, вызывающего продольный положительный градиент давления. При этом точки отрыва и последующего присоединения потока находятся вблизи излома стенки. [c.101]

Именно такой характер носит течение около вогнутого участка несущей поверхности с отклоненным органом управления, расположенным на задней кромке (рис. 1.11.8). На этом рисунке показана схема чисто турбулентного отрыва, при котором место перехода находится выше по течению относительно точки отрыва. Непосредственно перед ним увеличение давления объясняется по теории сверхзвукового обтекания клина последующее его возрастание обусловлено появлением области отрыва. Перед точкой прилипания давление скачком увеличивается и достигает максимального [c.102]

Определение нижнего критического числа Рейнольдса Re путем исследования устойчивости течения в ламинарном пограничном слое весьма трудоемко, поэтому в расчетах применяются приближенные зависимости ([57], 1944, № 8). В случае обтекания клиньев и пластин [c.447]

Обтекание клина и конуса сверхзвуковым потоком. Теория Ньютона. Нестационарная аналогия. При обтекании сверхзвуковым потоком бесконечного клина с углом о (рис. 2.9), по- [c.60]

На практике, как правило, не встречаются простейшие виды течений, описанные выше. В силу конструктивных особенностей и из-за необходимости теплозащиты затупляют острые кромки и возникает задача расчета обтекания затупленного тела, например клина или конуса (рис. 2.9, д). При сверхзвуковых скоростях обтекания возникает сильная ударная волна AG, в которой поток первоначально тормозится до дозвуковых скоростей в окрестности затупления, а затем ускоряется вдоль тела с переходом через скорость звука (линия D). На достаточно больших расстояниях от затупления угол наклона ударной волны асимптотически приближается к углу наклона ударной волны возникающей при обтекании клина (конуса) с тем же углом м. На поверхности тела на достаточном удалении от затупления значение давления также приближается к давлению на соответствующем клине (конусе). [c.63]

Сверхзвуковое обтекание клина. [c.189]

Сверхзвуковое обтекание клина. Косой скачок уплотнения [c.191]

Рассмотрим теперь линейную задачу о кавитационном обтекании клина в продольном поле тяжести. Так же, как и в предыдущей задаче, будем считать клин тонким, а граничные условия па поверхности клина и каверны перенесем на продольную ось клина. Примем, что нуль потенциала гравитационного поля находится в начале координат х 0). Тогда уравнение Бернулли получит вид [c.147]

При р г > оо получим для случая кавитационного обтекания клина в невесомой жидкости. [c.150]

Расчеты кавитационного обтекания клина с учетом поперечного поля тяжести показывают, что коэффициент сопротивления [c.150]

I Полагая в (IV.2.19) а О, получим формулу для стационарного кавитационного обтекания клина в невесомой жидкости. Длина каверны I () определяется из (IV.2.15) и (IV.2.17) при заданном значении ускорения а (t). Из этих двух уравнений функцня А (t) легко исключается. В результате получаем прямую зависимость между I (t) и а (t) [c.176]

Для иллюстрации изложенного выше метода ниже рассмотрим пример расчета обтекания клина (единичной длины) по схеме с зеркалом при произвольном числе кавитации (рис. V.11). [c.199]

Изложенный выше случай кавитационного обтекания клина по схеме с зеркалом был рассчитан на ЭВМ (рис, V.12 и V.13 ) [61. [c.202]

Для соотношения между углами аир косого скачка уплотнения при сверхзвуковом обтекании клина выводится формула [c.308]

Осевое обтекание клина может быть представлено как обтекание двух вогнутых углов (фиг. 36). [c.527]

Образцовые термометры — Шкалы 4, 5 Обтекание клина 527 [c.545]

В большинстве аналитических работ [1—3] рассматривалось только изолированное тело. Поскольку теплообмен в гиперзвуковом потоке играет огромную роль, в настоящей работе, посвященной обтеканию клина гиперзвуковым вязким потоком, мы учитываем также и влияние теплообмена. Вначале рассматриваются основные уравнения гиперзвукового вязкого потока, т. е. уравнения пограничного слоя в гиперзвуковом потоке. Введение температурной функции S и некоторых аппроксимаций, связанных с гиперзвуковым течением, интегральный метод энергии и количества движения снова привели к двум обыкновенным дифференциальным уравнениям относительно основных неизвестных толщины пограничного слоя о х) и функции теплоотдачи /(х). [c.101]

В качестве числового примера приводится частный случай обтекания плоской пластины с нулевым угл-ом атаки и числом Маха, равным 10. Дается сравнение локальных коэффициентов поверхностного трения и теплоотдачи с соответствующими величинами для адиабатического случая ход решения для других случаев обтекания клина указывается., [c.101]

Ниже рассматриваются результаты, полученные при исследовании обтекания клина и вогнутого угла, образованного на стенке сопла Лаваля, при изменении числа М[, величины перегрева и начальной влажности. Схема эксперимента иллюстрируется на рис. 7-8, где показано также распределение давлений в профилированном сопле Лаваля при различных параметрах потока на входе. Отметим, что при такой постановке эксперимента меняется дисперсность жидкой фазы, так как при Я >0 влага перед клином мелкодисперсная, а при уо>0 — крупно-и мелкодисперсная. Следовательно, кривая I на рис. 7-8 соответствует обтеканию клина потоком с крупными и мелкими каплями, а кривые 2—6 — потоком с мелкими каплями. Кривая 7 характеризует обтекание клина потоком перегретого (переохлажденного) пара. [c.187]

Рис. 7-9. Изменения интенсивности, угла скачка и относительного давления перед скачком, возникающим при обтекании клина с углом раскрытия б=5°30, в зависимости от начального перегрева и влажности.

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]

При сверхзвуковом обтекании клина, у которого угол нри вершине больше, чем допускается по рис. 3.12, образование плоского косого скачка уплотнения невозможно. Опыт показывает, что в этом случае образуется скачок уплотнения с криволинейным фронтом (рис. 3.13), причем поверхность скачка размещается впереди, не соприкасаясь с носиком клина. В центральной своей части скачок получается прямым, но при удаленип от [c.135]

Рис. 3.13. Скачок уплотнения при сверхзвуковом обтекании клина со слишком большим углом при вершине (сокл >

Зависимость зтла а между фронтом скачка и направлением потока от полуугла при вершине конуса ( он) для случая К = = 2(Ма = 3,16) приведена на рис. 3.17 (сплошная). Здесь же нанесена кривая а = /(Икл), дающая углы отклонения потока непосредственно за скачком (штриховая), т. е. отвечающая плоскому потоку (обтеканию клина). Как видим, при одинаковых уг лах конуса и клина на конусе скачок получается слабее (более наклонным). [c.138]

Построение аналитических и даже числовых решений полной системы уравнений газовой динамики связано со значительными трудностями не только из-за сложности физико-химических процессов, но и потому, что в общем случае течение содержит дозвуковые, трансзвуковые и сверхзвуковые области, для описания которых требуется различный математический аппарат. При этом приходится иметь дело сразу с эллиптическими, параболическими и гиперболическими уравнениями в частных производных. В то же время построение некоторых аналитических решений, основанных на приближенных предпосылках, позволяет, значительно упростив методы решения, установить многие качественные закономерности. В настоящем параграфе будут рассмотрены некоторые аналитические решения, позволяющие выявить ряд важных закономерностей движения газа и являющиеся необходимыми тестовыми примерами при численных расчетах. К числу таких решений относятся одномерная теория сопла, теория простой волны (течение Прандт-ля — Майера, волна Римана), обтекание клина, распад произвольного разрыва, точечный взрыв, решение методом источников и стоков, решение уравнения для потенциала. [c.54]

Качественно картина обтекания конуса аналогична обтеканию клина. В этом случае также существуют режимы с присоединенной и отошедшей ударной волной и режимы сильной и слабой ударной волны. Однако в силу осевой симметрии при динаковом угле (о угол наклона ударной волны р при обтекании конуса меньше, чем при обтекании клина. При этом очевидно, что если угол наклона ударной волны к направлению набегающего потока один и тот же в плоском и осесимметричном течении, то и параметры потока за ударной волной одни и те же [см. формулы (2.76) и (2.77)]. [c.62]

Так как косой скачок является прямым для нормальных составляющих скоростей, и, следовательно, Цщ всегда больше скорости звука, то из формулы (VIИ. 19) видно, что v n всегда меньше скорости звука, хотя полная скорость за косым скачком может быть и сверхзвуковой. Далее, вновь рассматривая обтекание клина (рис. VIII.2), установим связь между углом клина 0 и углом наклона косого скачка р. [c.192]

Сверхзвуковое обтекание клина. К осой скток уплотнения [c.193]

Рассмотрим процесс теплообмена неограниченного стационарного плоского потока газа с постоянными физическими свойствами и пластины (Гда = onst), расположенной нормально к направлению его скорости в окрестности критической точки (линии растекания) (рис. 8.2). Рассматриваемый процесс является частным случаем теплообмена при обтекании клина, когда т = [см. (8.5) и (8.6)]. Например, переменная ц из уравнения (8.9) при wi=l имеет вид [c.162]

Рис. 4-7. Ламинарная пленочная конденсация быстродвижушегося пара при обтекании клина (к постановке сопряженной краевой задачи).

Метод расчета теплообмена при обтекании тела произвольной формы с постоянной температурой поверхности предложил Дрейк [Л. 13]. Согласно этому методу вначале уже рассмотренным способом решается уравнение движения пограничного слоя. Затем принимается допущение, что при обтекании тела произвольной формы в любом сечении вдоль поверхности между толщиной потери импульса и толщиной потери энтальпии (а также толщиной приведенной пленки) существуют постоянные соотношения, такие же, как и при обтекании клина при одинаковых местных значениях числа Прандтля и параметра j ) dujdx). [c.269]

Если рассмотреть динамические условия, которые приводят к неустойчивости ламинарных потоков при наличии вихрей заданного вида, то можно ожидать, что эта неустойчивость должна наступать тогда, когда обтекаемая стенка является плоской или выпуклой. В то же время вогнутые линии тока проходят вдоль той части стенки, где скорость возрастает. Это имеет место в окрестности критической точки обтекаемого тела, где набегающий поток круто меняет направление. Место поворота соседних с критической точкой линий тока ограничено критическими линиями той области потока, внутренние точки которой находятся в таких же динамических условиях, как и линии тока при движении вдоль вогнутой стенки. Соответствующие условия имеют место при обтекании клина или вблизи сильного отрыва пограничного слоя. Уже Релей, правда не принимая во внимание внутреннее трение, в известной работе указал на возможную неустойчивость процесса течения. Примерно к такому же выводу пришли Н. А. В. Пирси [13, стр. 367], А. М. Кьюз и Ю. Д. Шетцер [5, стр. 285]. Указанные авторы считали, что основной причиной появления неустойчивости течения являлось нарушение равновесия между перепадом давления, нормального к линиям тока, и центробежной силой. Даже нри наличии вязкости это соображение сохраняет силу и в настоящее время. [c.260]

В зоне отрыва ламинарного пограничного слоя линии тока являются вогнутыми, искривляясь в сторону увеличения скорости. (Впоследствии в целях сокращения будем говорить об относительной вогнутости .) Поэтому можно предположить, что здесь неустойчивость в отношении вихреобразных возмущений вызывает переход в том случае, если локальные динамические условия таковы, что переход, обусловленный волнами Толлмина, ранее не имел места. Подобные явления наблюдаются в пограничном слое при обтекании клина. [c.265]

Рассмотрим результаты опытов на примере обтекания клина с углом 6 = 5°30 (см. рис. 7-8 и 7-9). С уменьшением начального перегрева, т. е. при появлении мелкодисперсной влаги, интенсивность скачка несколько уменьшается, что объясняется появлением в сопле скачков конденсации и снижением скорости перед скачком уплотнения (относительное статическое давление перед скачком увеличивается). Как видно из рис. 7-9, угол косого скачка при этом увеличивается. Однако скорость перед скачком снилсается более интенсивно, чем увеличивается угол скачка (см. кривую pilpo). Поэтому при повышении давления в скачке интенсивность скачка pilp при переходе из области перегретого пара в область влажного пара снижается, [c.187]

Исследования обтекания клина сверхзвуковым потоком влажного пара дали возможность проверить точность методики расчета ударной иоляры. На рис. 7-7 для числа Mi=l,84, давления перед скачком pi = 0,16 бар и степени влажности Уо = 5% нанесены опытные точки для углов б = 5°30 —20°. [c.193]

Численные методы газовой динамики (1987) -- [ c.60 ]

Справочник машиностроителя Том 2 (1955) -- [ c.527 ]

Сложный теплообмен (1976) -- [ c.538 ]

Теория пограничного слоя (1974) -- [ c.148 , c.158 , c.373 , c.392 , c.453 ]

Справочник машиностроителя Том 6 Издание 2 (0) -- [ c.2 , c.527 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...