Формула нестационарного обтекания

Согласно теории тонкого профиля, в идеальной жидкости производная коэффициента подъемной силы сечения по углу атаки равна 2я, а фокус расположен на расстоянии четверти хорды от носка. Поэтому необходимо ввести в формулы нестационарной теории профиля поправки, учитывающие реальные значения производной коэффициента подъемной силы и действительное положение фокуса. Первая поправка состоит в умножении выражений для подъемной силы и момента на отношение а/2п, где а — производная коэффициента подъемной силы реального профиля по углу атаки. Для профилей лопастей обычно принимают а = 5,7, если не учитывается влияние сжимаемости. Временно обозначив введенную ранее относительную координату продольной оси лопасти через а (а не а, как ранее), напомним, что по теории тонкого профиля при прямом обтекании фокус располагается на расстоянии — Ь за про-< [c.487]

Величины uq, bo в (4.27) можно опустить, так как они не оказывают влияния на решение. Они необходимы только для пространственно-временного соответствия задачи нестационарного движения тела и задачи стационарного обтекания искривленных тел. Для нестационарного обтекания осесимметричного тела ri = ri xi) формула искривленного тела имеет вид [c.53]

Положение границ переходной области в случае нестационарного обтекания колеблющегося тела может быть определено лишь весьма приближенно, так как удовлетворительной расчетной методики в настоящее время не существует, а опытные данные ограничены. В связи с этим в настоящем методе координата начала перехода = xt /го в стационарном и квази-стационарном случаях определялась на основании эмпирической формулы (6.18), удовлетворительно описывающей функциональную зависимость критического числа Рейнольдса на затупленном конусе от местных газодинамических параметров при небольших углах атаки. Это обстоятельство позволяет для определения положения линии перехода при отклонении тела на угол атаки а использовать разложение зависимости (6.18) по малому параметру а [c.162]

Учет инерциальных сил довольно сложен в общем случае пространственного нестационарного обтекания тела, так как при подсчете массы газа в данном сечении возмущенного слоя и распределения продольных скоростей в нем необходимо следить за траекториями частиц, зависящими, по крайней мере, от двух переменных координат и времени. Поэтому ограничимся формулой Ньютона, основанной на тождественном переносе давления с ударной волны на тело (формы последних совпадают при ko—>a). Если тело обтекается стационарным потоком со скоро- [c.159]

Затем были выведены формулы для подъемной силы и момента тонких профилей. В отличие от формулы Жуковского = р(УГ, при нестационарном обтекании подъемная сила состоит из трех компонент [c.250]

Система уравнений. В случае циркуляционного обтекания заменим плоский летательный аппарат нестационарным вихревым слоем, а этот слой, в свою очередь, системой косых подковообразных вихрей с переменной по времени циркуляцией. Координаты середин дискретных вихрей и их геометрические размеры определяются формулами, приведенными ранее. [c.231]

В исследованных отсеках взаимное влияние ступеней сказывается главным образом на эффективности второй ступени. Снижение ее к. п. д. под влиянием обтекания НА неравномерным и нестационарным потоком будем характеризовать коэффициентом [X, который определим по результатам опытов с помощью формулы [c.214]

При внешнем обтекании тел для определения значений q (х) используют различного рода температурные или калориметрические вставки, размещаемые в обтекаемом теле. В опытах регистрируют изменение во времени их температуры (обычно в двух точках). Значения (г) находят расчетным путем с использованием формул для нестационарной теплопроводности. В экспериментах, длительность которых исчисляется долями секунды, в качестве датчиков теплового потока используют тонкие пленки из платиновых сплавов, впекаемые в модель тела из теплоизоляционного материала (подложку) [21, 53]. Картину мгновенного распределения тепловых потоков по поверхности тела сложной формы можно получить с использованием термоиндикаторных покрытий (см. п. 6.2.2), выявляющих распределение температуры по поверхности тела. Искомые тепловые потоки определяются путем решения уравнения нестационарной теплопроводности. [c.395]

Задача о плоском нестационарном движении жидкости, вызываемом неравномерно движущимся профилем, представляет частный случай изложенной общей теории, если циркуляция вокруг профиля принимается постоянной. Классическое исследование этого случая движения профиля и установление формул силы и момента принадлежит С. А. Чаплыгину и относится к 1926 г. ), а дальнейшее развитие этого вопроса — Л. И. Седову ), Основная трудность в изучении нестационарных движений крылового профиля заключается в переменности во времени циркуляции и возникновении в связи с этим в потоке сходящей с профиля вихревой пелены, оказывающей индуктивное влияние на его обтекание. [c.322]

Таким образом для определения не стационарного давления (также и других параметров течения) необходимо, в общем случае, провести расчет стационарного обтекания пяти тел. Зная распределение Pai, Ppi по телу, можно легко вывести формулы для нестационарных коэффициентов аэродинамических сил. [c.59]

Последние члены в (4.49) определяют вклад носка. При расчетах нестационарных характеристик тонких притупленных тел обтекание носка можно считать приближенно квазистационарным (для сферы это является строгим результатом). Тогда для определения нестационарных характеристик тупых носков в форме сферических сегментов с центральным полууглом 90° — в можно воспользоваться следующими формулами [c.61]

Гидродинамические ограничения на управляющие силы и моменты. В главе 2 рассмотрена задача об оптимальном по расходу энергии на преодоление сопротивления вязкой среды перемещении шара из одного фазового состояния в другое. Задача исследована в двух вариантах. В первом из них для расчета сопротивления использована формула Стокса, а во втором — формула Буссинеска, учитывающая нестационарные эффекты обтекания. Оказалось, что гипотеза о квазистационарности обтекания приводит к относительной ошибке в оптимальных энергетических затратах всего лишь порядка 0.02 %. Такой результат послужил основанием для исследования всех других задач в рамках следующего ограничения на допустимые управляющие силы и моменты. [c.40]

Обращаясь к случаю нестационарного обтекания, следует отметить, что Буссинеск обобщил подход Стокса на случай неравномерного поступательного движения niapa и получил формулу, которая в современных терминах операции обобщенного дифференцирования и обобщенной свертки [33] имеет вид [c.32]

Заметим, что влияние непоступательности движения жидкости вдали от сферы в приближении идеальной несжимаемой жидкости с учетом нестационарности скорости обтекания Vxit) и радиуса сферы a t) рассмотрено в 5 гл. 3 и описывается формулой (3,5.21), которая для случая 2 = О имеет вид [c.253]

Влияние непоступательности движения жидкости вдали от сферы в приближении потенциального течения идеальной несжимаемой жидкостп (г-> оо (v = v )) с учетом нестационарности скорости обтекания (t) и радиуса сферы a t) (см. 5 гл. 3 книги Р. И. Нигматулина (1978)) описывается формулой, которая для случая 2 = 0 имеет вид [c.156]

Тем самым появились предпосылки для разработки инженерного метода расчета оплавления стеклообразных материалов. Скорость оплавления определяется по температуре поверхности в квазистацио-нарном приближении. В то же время сама рассчитывается с помощью нестационарного уравнения переноса тепла в конденсированной фазе. Многократная проверка подтвердила высокую эффективность данного метода расчета и позволила обобщить его на случай нестационарного разрушения других классов теплозащитных материалов, в том числе и композиционных, т. е, при расчетах неустановившегося режима разрушения можно использовать формулы для скорости квазистацио-парного разрушения От. i w), определяя последнюю по температуре поверхности и внешним параметрам обтекания реального покрытия в рассматриваемый момент времени [коэффициенту теплообмена (а/ср)о, давлению ре, сдвигающим напряжениям потока (тш, dpeldx) и т. д,]. [c.222]

Так как не удается решить совместно гидродинамическую задачу о росте пузырька и нестационарную задачу теплопроводности, то можно поступить следующим образом. Считаем, что рост пузырька описывается формулой (6.6) или (6.8), (6.9) в зависимости от того, какое из неравенств (6.10), (6.11) выполняется. Температура жидкости, окружающей пузырек, усредняется по его высоте. Радиус пузырьков, полученный в таком приближении для тепловой модели, обозначим <г>. Рост пузырька в равномерно прогреваемой жидкости при заданной скорости повышения температуры происходил бы быстрее, т. е. <г>/г 1. Отношение <г>/г характеризует замедление роста пузырька из-за охлаждающего действия недогретой жидкости. Величина <г>/г определяется условиями обтекания пузырька. Если пузырек поднимает над собой .папку горячей жидкости, то (г>/г— 1. Минимальное значение этого отношения соответствует случаю, когда пузырек идеально раздвигает жидкость (изотермические поверхности остаются плоскими). Тогда [c.176]

Указанные свойства потенциала ускорений делают возможным его ярименение для непосредственного решения нестационарных задач. Г. С. Самойлович в 1961 г. нашел этим методом присоединенные массы и распределение давлений в решетке пластин без выноса при произвольных формах их колебаний через одну, причем использовал ряды из функций типа комплексной скорости обтекания решеток пластин, а также (при син- фазных колебания ) интегральные формулы теории тонкого крыла. [c.138]

В работе Г. М. Бам-Зеликовича, А. И. Бунимовича и М. П. Михайловой 1949), помимо доказательства эквивалентности задачи об обтекании тонкого тела с большой сверхзвуковой скоростью и задачи о нестационарном движении газа в пространстве, число измерений которого на единицу меньше, и обоснования соответствующего закона подобия, было произведено подробное сравнение результатов приближенной теории с точными формулами для клина и с результатами численного решения задачи об обтекании круглого конуса. При этом расчеты для конуса сравнивались с найденным Л. И. Седовым 1945) решением задачи о расширении цилиндрического поршня в покоящемся газе. Таким образом была установлена область возможного использования приближенной теории. На рис. 12 показано сравнение точных расчетов для конуса со значениями, полученными согласно асимптотической теории пунктир штрих-пунктирная кривая — результат линейной теории). [c.185]

С. А. Чаплыгину принадлежат первые исследования разрезного крыла, крыла с преду<рылком и закрылком. В 1914 г. С. А. Чаплыгин предложил новую теорию расчета обтекания решеток профилей. Теоретические исследования С. А. Чаплыгина послужили классическим образцом применения метода комплексного переменного в теории крыла в плоскопараллельном потоке. В 1926 г. С. А. Чаплыгин обобщил свои формулы силы и момента на случай нестационарного движения крыла при постоянной во времени циркуляции, чем положил основу нового направления теории нестационарного движения. [c.32]

Формулу второго порядка для в осесимметричном случае оценивали Люгт и Римон [1970], сравнив ее с точным решением задачи об обтекании сплюснутого эллипсоида вращения к сожалению, это решение пригодно только при Ке = 0. Они рассмотрели выражение, включающее нестационарный член дХ,т д(. Записанное через локальный радиус кривизны Гс, это выражение имеет следующий вид [c.218]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...