Течение см малых числах Рейнольдса

Вблизи передней кромки пластины (см. рнс. 8.19) пограничный слой ламинарный, так как даже при турбулентном внешнем потоке скорость и толщина пограничного слоя малы, а значит, мало число Рейнольдса Rea = ыб/v. Поскольку б j/j , режим течения можно характеризовать более условным числом Re = ox/v. Как показывают результаты опытов, переход к турбулентному режиму на пластине наблюдается при [c.361]

В окрестности критической точки предполагается ламинарный режим течения, так как мало число Рейнольдса и действует отрицательный градиент давления, однако интенсивность теплообмена (значение числа Нуссельта Nu) (точки на рис. 32.11) в несколько раз превосходит соответствующее значение Nu, рассчитанное по ламинарной теории (см. гл. 29). Одной из причин столь высокой интенсивности теплообмена в указанных условиях (рис. 32. 11), по-видимому, является эффект проникновения в ламинарный пограничный слой турбулентных пульсаций из внешнего течения. [c.302]

Исследованию гидродинамической устойчивости изотермических плоскопараллельных стационарных течений посвящена обширная литература (см. [ ]). Обычно интерес исследователей сосредоточен на выяснении вопроса об устойчивости нескольких изотермических течений — Куэтта, Пуазейля и течения, в пограничном слое. Нас в дальнейшем будет интересовать задача исследования спектра нормальных возмущений и определения границы устойчивости конвективного течения. Специфическим свойством этого течения является нечетность профиля. Это обстоятельство, как будет видно, приводит к появлению некоторых характерных особенностей спектра возмущений. Неустойчивость -конвективного течения наступает при числах Рейнольдса, гораздо меньших, чем, например, в случае течения Пуазейля. Это связано со структурой течения — наличием двух встречных потоков, взаимодействие между которыми приводит К потере устойчивости при сравнительно малых скоростях, [c.305]

При весьма малых числах Рейнольдса (например, ULh х, 0,3, где L — размер пластины поперек потока) поток огибает острые углы и безотрывно следует вдоль как передней, так и тыльной стороны контура пластины (см. рис. 4.7, а). При небольшом увеличении числа Рейнольдса (Re Ai 10), достигнутом только путем увеличения скорости течения при обтекании той же самой пластины, происходит срыв струй потока по ее углам, а позади пластины образуются два крупных симметричных вихря, которые остаются присоединенными к ее тыльной стороне (см. рис. 4.7, б). [c.104]

Тела, имеющие закругленные очертания. Характер обтекания потоком цилиндра с гладкой поверхностью зависит от числа Рейнольдса (см. гл. 4). Эта зависимость отражает изменения, происходящие в пограничном слое, который образуется на поверхности цилиндра, в области отрыва потока. При малых числах Рейнольдса течение в пограничном слое ламинарное. По мере их увеличения происходит изменение режима обтекания до тех пор, пока при очень больших числах Рейнольдса (которые характерны для природных потоков, но редко достигаются в аэродинамической трубе) пограничный слой на поверхности цилиндра будет преимущественно или полностью турбулентным [9.3П. [c.265]

Характер этих особенностей тоже непосредственно следует из сказанного. Действительно, дойдя до линии отрыва, течение отклоняется, переходя из области пограничного слоя в глубь жидкости. Другими словами, нормальная составляющая скорости перестает быть малой по сравнению с тангенциальной и делается по крайней мере одного с нею порядка величины. Мы видели (см. (39.11)), что отношение так что возрастание Vy до Vy Vx означает увеличение в Vr раз. Поэтому при достаточно больших числах Рейнольдса (о которых, разумеется, только и идет речь) можно считать, что Vy возрастает в бесконечное число раз. Если перейти в уравнениях Прандтля к безразмерным величинам (см. (39,10)), то описанное положение формально означает, что безразмерная скорость и в решении уравнений становится на линии отрыва бесконечной. [c.232]

Полученные закономерности для % объясняются теорией Прандтля так. Толщина ламинарного подслоя обратно пропорциональна числу Рейнольдса, ибо с увеличением Re возрастают турбулентные пульсации и ширина основного ядра течения. При относительно малых значениях Re и малой шероховатости стенок (см. рис. 94, а) ламинарный подслой как бы покрывает шероховатость (бел > А). В этом случае шероховатость стенок не влияет на сопротивление, поскольку в ламинарном подслое возмущения, вызванные шероховатостью, сразу же угасают. Это и есть область гидравлически гладких труб. При больших значениях Re и большой шероховатости (см. рис. 94, б) толщина ламинарного подслоя меньше величины выступов шероховатости стенок (бел < А), и завихрения, образующиеся за выступами шероховатости, решающим образом влияют на эффект перемешивания, а следовательно, на сопротивления. Последняя область и отвечает шероховатым трубам. Наконец, при ламинарном режиме подслой заполняет все сечение трубы. [c.164]

Если бы мы могли совсем пренебречь силами вязкости, то мы получили бы потенциальное обтекание тела потоком идеальной жидкости. В точках контура С нормальная составляющая скорости этого потока обращается в нуль, касательная же составляющая отлична от нуля. Но в течении вязкой жидкости как касательная, так п нормальная составляющие скорости должны в точках контура С обращаться в нуль. Принимая ещё во внимание, что при больших числах Рейнольдса в некотором отдалении от контура С течение жидкости мало отличается от течения идеальной жидкости, мы приходим к заключению, что распределение касательной составляющей скорости вдоль нормали к контуру С должно иметь вид (см. рис. 172) кривой, относящейся к точке М . Эта кривая показывает, что каса- [c.543]

При конечных магнитных числах Рейнольдса исследование обтекания намагниченных тел существенно усложняется. При малых Re вновь появляются упрощения, связанные с возможностью пренебречь индуцированным магнитным полем. Как и можно было ожидать, течения получаются качественно подобные течениям обычной газодинамики. Пондеромоторные силы приводят к дополнительному затормаживанию потока и сопротивление тел увеличивается. При достаточно больших магнитных полях можно добиться отрыва потока (см., например, М. Д. Ладыженский, 1959, 1962). [c.441]

Для пояснения приведем некоторые сведения об обтекании круглого цилиндра. Картина линий тока, получающаяся при таком обтекании в случае идеальной жидкости, изображена на рис. 1.8. Из симметрии линий тока сразу следует, что результирующая сила в направлении течения (сопротивление) равна нулю. На рис. 1.9 показаны три кривые распределения давления вдоль окружности цилиндра. Штрих-пунктирная кривая построена на основе теории идеальной жидкости, две другие получены путем эксперимента. Одна из экспериментальных кривых получена для числа Рейнольдса, соответствующего области больших (докритических) значений коэффициента сопротивления, другая — для числа Рейнольдса, соответствующего области малых (сверхкритических) значений коэффициента сопротивления (см. рис. 1.4). [c.33]

Полученный результат справедлив, однако, только до тех пор, пока вытесняющее действие пограничных слоев на стенках канала пренебрежимо мало. Между тем при очень малых углах раствора этого не происходит. В этом случае пограничные слои, преодолев определенный начальный участок (см. 9 главы IX), заполняют все поперечное сечение канала, в результате чего асимптотически развивается течение в канале, рассмотренное в п. 12 2 главы V. Если угол раствора канала не превышает критического значения, зависящего от числа Рейнольдса, отрыв не возникает. [c.216]

Вынужденные и естественные конвективные течения. Дифференциальные уравнения (12.366) и (12.36в) для динамического и температурного пограничных слоев по своей структуре сходны между собой. Они различаются только двумя последними членами в уравнении (12.366) и последним членом в уравнении (12.36в). В общем случае между полем скоростей и температурным нолем существует двусторонняя связь, т. е. распределение температуры зависит от распределения скоростей и, наоборот, распределение скоростей зависит от распределения температуры. В том частном случае, когда архимедову подъемную силу в уравнении движения (12.366) можно отбросить, а вязкость считать не зависящей от температуры, двусторонняя связь превращается в одностороннюю, а именно, распределение скоростей становится независимым от распределения температуры. Архимедову подъемную силу в уравнении (12.366) можно не учитывать при сравнительно больших скоростях (при больших числах Рейнольдса) и при малых разностях температур. Такие течения называются вынужденными конвективными течениями (см. сказанное по этому поводу на стр. 264). Их противоположностью являются естественные конвективные течения в которых архимедова подъемная сила играет существенную роль. В естественных течениях скорости очень малы, а разности температур значительны. Причиной естественных течений является подъемная сила, возникающая в поле тяжести Земли вследствие разности плотностей среды. Примером естественных течений может служить течение около вертикально поставленной нагретой пластины. Вынужденные течения можно подразделить на две группы, смотря по тому, следует или не следует учитывать тепло, возникающее вследствие трения или сжатия течения первой группы имеют большие скорости, а течения [c.267]

Плазменный поток на срезе сопла плазмотрона имеет ламинарный, турбулентный или смешанный характер в зависимости от числа Рейнольдса. В работах [33, 78] определены границы областей существования ламинарных и турбулентных режимов течения на срезе сопла дугового плазмотрона в зависимости от числа Рейнольдса, определяемого через расход газа G, диаметр сопла и коэффициент вязкости, соответствующий средней температуре потока, вычисляемой из энергетического баланса плазмотрона. По данным [33], при Re < ИОн-250 плазменный поток на срезе сопла ламинарный, при Re > 300- 800 — турбулентный, а в промежуточной области чисел Re режим течения переходной. В работе [78] ламинарным поток считается при Re < 630, а турбулентным — при Re > 850. В промежуточной области, как и ранее, течение является переходным. Помимо этого, на ламинарность и турбулентность течения существенно влияет режим горения электрической дуги или иного разряда. Так, в дуговых плазмотронах при малой длине дуги (/д =< 0,5 см) в дуговом канале [c.147]

Опыт расчетов показывает, что явления, продемонстрированные на этой модельной задаче с постоянной скоростью конвекции, возникают также и в нелинейных задачах. Таким образом, в практических расчетах всегда имеется возможность расчленения решения по временным шагам (Лилли [1965]), когда развиваются два несвязанных расчлененных решения, чередующихся на каждом шаге. Заметим, что, поскольку ( / / — О, изменение временного шага не приведет к изменению двух расчлененных решений Лилли [1965] указал, что такая неустойчивость , связанная с расчленением решения по временным шагам, по всей видимости, развивается при приближении к стационарному состоянию. Автор настоящей книги также сталкивался с этим явлением в случае уравнений для плоского течения даже при наличии вязкости. При решении задачи об обтекании обратного уступа за счет вязких членов (которые не могут быть рассмотрены с помощью схемы чехарда , см. разд. 3.1.7) возникла тенденция свести воедино два расчлененных решения, но при приближении к стационарному состоянию расчлененные решения развивались даже при столь малом значении числа Рейнольдса, как Ке = 100 2). [c.94]

Следует указать, что приближение для низких чисел Рейнольдса, осуществляемое уравнением (7-4.1), не противоречит распространению анализа на закритический случай, т. е. на большие значения Elj. Действительно, при достаточно большом числе Вейссенберга число El может превышать единицу даже в течениях с малыми числами Рейнольдса (см. уравнение (7-2.29)). [c.277]

Пузырь, поднимающийся в ньютоновской жидкости. Воздушный пузырь объемом 40,6 см поднимается в силиконовом масле вдоль оси вертикальной трубы диаметром 8,2 см. Влияние инерции и поверхностного натяжения пренебрежимо мало, число Рейнольдса меньше 0,1, так что в неограниченной среде пузырь был бы сферическим. Здесь же наличие стенок приводит к некоторому удлинению пузыря, однако и сам пузырь, и все поле течения, визуализируемое с помощью освещенных частичек магния, симметричны относительно горизонтальной срединной плоскости пузыря. [ outan eau, Thizon, 1981] [c.108]

Из рис. 118 следует, что комплексные показатели степени возникают нри Ке = О, и можно сделать вывод, что сильно несимметричные струи, как и классический слой смешения, теряют устойчивость нри бесконечно малых числах Рейнольдса. Если же асимметрия умеренная , то критическое число Рейнольдса должно зависеть от ее величины. Отметим, что нри Ке > 3,5 даже осесимметричные ламинарные струи неустойчивы нри достаточно сильных возмуш ениях (см. 3), поэтому область применимости решения (12) —(14) довольно ограничена (при Ке > 15 струи неустойчивы относительно бесконечно малых возмун ений [211]), хотя, как уже указывалось, предлагаемый обобгцепиый мультипольный подход полезен и при исследовании развитых турбулентных струйных течений. [c.316]

Скольжение в пограничном слое проявляется на тонких телах при горячей стенке, т. е. когда температура стенки соизмерима с температурой торможения Го На тупых телах скольжение становится заметным лишь при столь малых числах Рейнольдса, когда уравнения пограничного-слоя уже неприменимы. При гиперзвуковом обтекании тонких тел и наличии сильного взаимодействия скольжение оказывает влияние, многоменьшее влияния взаимодействия (см., например, В. С. Галкин, 1963). Более существенное влияние скольжение оказывает на течение в соплах, предназначенных для создания гиперзвуковых потоков разреженного газа. Если температура стенки сопла то скольжение оказывает [c.428]

Используя компактную схему в неявном методе чередующихся направлений (см. разд. 3.1.16), Хёрщ [1975] рассчитал двумерные стационарные течения вязкой жидкости при малом числе Рейнольдса. При помощи компактной схемы четвертого порядка удалось достигнуть экономии мащинпого времени в 20 раз и объема машинной памяти в 3 раза по сравнению со схемой второго порядка (примерно прп той же точности). Граничные условия для вихря брались с предыдущего слоя по времени (как это обычно делается в том случае, когда интерес представляет только стационарное решение), что приводило к потере точности по времени. Трехточечные компактные разности можно также применять для построения схем шестого и более высокого порядка точности (Хёрш, личное сообщение). В схеме Рубина —Хосла [1975], основанной на аппроксимации сплайнами, вводится переменный шаг по пространственной сетке, и в этом случае порядок ошибки для F остается О (А ), но порядок ошибки для S уменьшается до О (А ). [c.174]

Экспериментальное значение коэффициента сопротивления пластины, поставленной нормально к потоку, может достигать значений G = 2. Следует, однако, иметь в виду, что структура течения в ближнем следе, а значит, и давление на тыльной стороне обтекаемого тела существенно зависят от числа Рейнольдса. По рис. 10.2 можно проследить характер изменения структуры потока за сферой при изменении Re от 9,15 до 133, а по рис. 10.7 — за цилиндром при Re == 0,25. .. 57,7. Но возможны и другие конфигурации потока. Они в значительной степени определяются также формой и положением обтекаемого тела. Так, например, при обтекании цилиндрических тел крылового профиля при малом угле атаки (см. рис. 8.30, а) возможно практически безотрывное течение, при котором форма линий тока для вязкой жидкости близка к форме этих линий для идеальной жидкости. Но при возрастании угла атаки увеличиваются положительные градиенты давлений на выпуклой части поверхности профиля и это в итоге приводит и отрыву пограничного слоя, который быстро сверты- [c.391]

При малых скоростях потока (и<6 м/с) или при больших разрежениях, когда Рейнольдса число Re <300, наблюдается значит, возрастание коэф. Трубкой Пито — Прандтля можно пользоваться и при очень малых Re, включая и свободномолекуля 1ное течение (см. Динамика разреженных газов) (при MjRe > 1), однако её практич. применение для этих течений наталкивается на ряд трудностей, связанных с калибровкой и измерением весьма малых абс. давлений. [c.171]

Дроссели первого типа характеризуются большой длиной и малым сечением канала и соответственна небольшим значением числа Рейнольдса, вследстввд чего потеря напора в них в основном обусловлена трением при ламинарном течении, т. в. потеря напора является при всех прочих равных условиях практически линейной функцией скорости течения (и расхода) жидкости. Однако поскольку потеря напора в таких дросселях изменяется прямо пропорционально вязкости жидкости (см. стр. 55), гидравлическая характеристика их Ар = / (Q) зависит от температуры. Такие дроссели получили название линейных. [c.396]

Остановимся на одном весьма существенном недостатке измерения коэффициента поглощения звука по акустическим течениям. При этих измерениях приходится пользоваться довольно большими интенсивностями звука. В некоторых работах, по-видимому, акустические числа Рейнольдса Re были 1. Помимо того, что эккартовская теория в этой области неприменима, коэффициент поглощения в этом случае из-за нелинейного искажения формы волны (см. гл. 3, 4) больше, чем коэффициент поглощения волны малой амплитуды. Увеличение поглощения, по-видимому, приводит к тому, что скорость теченпя больше эккартовской, и в результате экспериментальное отношение объемной вязкости к сдвиговой, или экспериментальный коэффициент поглощёния, определенный этим [c.245]

Таким образом, можно сказать, что при Ке > Ке, существуют такие стационарные осесимметричные возмущения, обеспечивающие необходимую интенсивность мультиполей с комплексно-сопряженными показателями степени, при которых течение теряет устойчивость. Такие возмущения, как это следует из условия невязкой неустойчивости, могут быть совсем не малыми. Заметим, что члены, порождающие неустойчивость, отвечают граничным условиям на внешней поверхности. Поэтому устойчивость также может теряться на внешней границе течения, что согласуется с экспериментальными результатами работы [195]. В работе [250] опытным путем обнаружено, что критическое число Рейнольдса для осесимметричной затопленной струи составляет 5,2—5,9, что несколько превышает значение Ее == 3,5. Следует отметить, что возмущения, вносимые в поток, в этой работе носили кратковременный характер и не исчерпывали, таким образом, весь класс возможных возмущений. Экспериментальное значение числа Рейнольдса, при котором наблюдается неустойчивость, соответствует области, в которой комплексно-сопряженными оказываются две-три пары собственных значений (см. рис. 112), т. е. в условиях, когда интенсивности отдельных мультиполей могут быть значительно ниже. В работе [231] нарушение стационарности и осесим-метричпости течения ламинарной затопленной струи впервые наблюдалось при Ке = 3,7—4,1 (в нашей работе принято определение числа Рейнольдса, соответствующее Ке = uoao v, где йо — радиус трубки, Мо — скорость жидкости в трубке, из которой бьет струя), что хорошо согласуется с результатами, полученными выше. Заметим, что рассчитанное ранее обычными методами теории гидродинамической устойчивости критическое значение числа Рейнольдса ( 15) [196, 211] значительно превышает его экснериментальное значение. [c.302]

Обширная литература посвящена нелинейной теории устойчивости течения между вращающимися цилиндрами, использующей полную систему уравнений гидромеханики (см., например, обзоры Стюарта (1971), Джозефа (1981), глава V, и Ди Прима и Суинни (1981), содержащие много дополнительных ссылок). При Re < Rei r (где Rei r — минимальное число Рейнольдса, при котором могут существовать незатухающие бесконечно малые возмущения) в случае течения между вращающимися цилиндрами уравнения Навье—Стокса имеют единственное стационарное решение, задаваемое формулами (2.103). (Число Рейнольдса здесь может определяться по-разному — за масштаб длин можно принять и Riy и / 2, и d =/ 2— 1, а за масштаб скоростей — и Qi/ i, и Й2/ 2 , можна также вместо Re использовать число Тэйлора Та, пропорциональное Re .) Однако при Re > Reer (если ы = 2/ 1 О во всяком случае) возможно и иное стационарное течение жидкости между вращающимися цилиндрами, отвечающее системе стационарных вихрей Тэйлора, наложенных на течение (2.103). [c.143]

В п. 6.6 мы уже указывали на перемежаемость турбулентности во внешних частях турбулентного пограничного слоя. В свободных турбулентных течениях зона перемежающейся турбулентности оказывается, однако, значительно более широкой, чем в пограничных слоях если в пограничных слоях перемежаемость практически наблюдается в пределах расстояний от стенки от 0,46 до 1,26, то, например, в плоском турбулентном следе, согласно Корсину и Кистлеру (1954), она имеет место в зоне от 2 = 0,41 (х) (где 2 — поперечная координата) по меньшей мере до г = 3,2Ь(х). Кроме случаев свободной турбулентности внешней части турбулентного пограничного слоя (во многом схожей со свободными турбулентными течениями) перемежаемость турбулентности и четкие подвижные границы между турбулентной и нетурбулентной частями течения наблюдаются, как мы знаем, и в случае течений в трубах и пограничных слоях при не слишком малых, но и не слишком больших числах Рейнольдса, способствующих возникновению турбулентных пробок и пятен (см. выше п. 2.1), а также и в некоторых других случаях (см., например, обзор Коулса (1962а)). Можно думать, что подобные явления вообще [c.318]

Например,когда требуется глубокое регулирование по скоростям вращения, эффективное число Рейнольдса у такого вентилятора уменьшается в значительно меньшей степени, чем у двух-ступенчатого вентилятора с аппаратами, в которых скорости течения меньше. Это приводит к сохранению кпд в более широком диапазоне скоростей вращения (А. П. Арцы-ков, 1955). Исследования вентиляторов встречного вращения проводились также Г. М. Водяником (1960), Ю. А. Соколовым (1958) и др, Констру1Й ивное выполнение таких вентиляторов может вызвать трудности, связанные с приводом, что также отражается на их эксплуатационных свойствах — шум их больше. Другим примером целесообразности применения вентиляторов встречного вращения является случай, когда необходимо кратковременное реверсирование воздушной струи оно осуществляется только обращением направления вращения колес, в то время как у обычных вентиляторов при этом необходимо иметь еще специальные механизмы для поворота лопаток. Аэродинамически реверсирование также более эффективно у вентиляторов встречного вращения. При равных расчетных значениях коэффициентов осевой скорости и теоретического давления максимальный коэффициент давления у вентилятора встречного вращения может быть больше из-за того, что первое рабочее колесо служит как бы сепаратором (см. ниже и рис. 11) и способствует затягиванию отрыва потока во втором колесе. Максимальный кпд таких вентиляторов такой же, как у обычных двухступенчатых вентиляторов уменьшение потерь давления за счет отсутствия аппаратов компенсируется увеличением потерь за счет больших скоростей течения во втором колесе. При малых значениях расчетного коэффициента осевой скорости вентиляторы встречного вращения имеют даже несколько меньший кпд. [c.839]

Аналогичный характер имеет и решение уравнения (4.6) для вихревой напряженности. При небольших скоростях течения (силы трения велики по сравнению с силами инерции) вращение частиц жидкости возникает во всей окрестности тела. Напротив, при больших скоростях течения (силы трения малы по сравнению с силами инерции) следует ожидать такого поля течения, в котором вращение частиц жидкости сосредоточено в узкой зоне вдоль поверхности обтекаемого тела и в следе позади 1 ела, во всей же остальной области течения практически не происходит вращения частиц (см. рис. 4.1). Таким образом, можно предполагать, что в предельном случае очень малых сил трения, т. е. очень большого числа Рейнольдса, решения у равнений Навье — Стокса обладают таким свойством, что все поле течения можно разделить на две области на область тонкого слоя, облегающега [c.82]

С только что рассмотренным течением в известной мере родственно течение, вызываемое вихревым источником, находящимся между двумя параллельными стенками. Такое течение было исследовано Г. Фогельполем Для очень малых чисел Рейнольдса получается распределение скоростей, почти совпадающее с параболическим распределением при течении Хагена—Пуазейля. С увеличением числа Рейнольдса и при одновременном развитии пограничного слоя профиль скоростей все более и более приближается к прямоугольной форме. Аналогичное турбулентное течение было рассмотрено К. Пфляйдерером См. в связи с этим также работу Э. Беккера [ ]. [c.222]

В последнее десятилетие очень тщательные измерения турбулентных пульсаций были выполнены также для пограничного слоя на продольно обтекаемой плоской пластине. На рис. 18.5 изображены некоторые результаты, полученные П. С. Клебановым для пограничного слоя на пластине при числе Рейнольдса Ре = иоохЬ = 4,2 10 и при очень малой (0,02%) степени турбулентности набегающего течения (см. 4 главы XVI и 6 настоящей главы). Профиль осредненной по времени скорости и имеет примерно такую же форму, как при течении в канале (рис. 18.3). Распределение про- [c.510]

В ряде работ [6,15,39] отмечалось, что при увеличении интенсивности ультразвука скорость эккартовского потока перестает быть пропорциональной интенсивности. Было выполнено [34] и более подробное исследование этого явления наблюдалось постепенное изменение скорости потока в некоторой точке звукового поля по мере повышения интенсивности звука. На рис. 22 (кривая 1) показана зависимость скорости потока в воде на расстоянии 40 см от источника звука частоты 1,2 Мгц от амплитуды звукового давления вблизи источника. При звуковом давлении р 7 атм на расстоянии 40 см формируется пилообразная волна. Как видно из рисунка, при этом изменяется и характер зависимости скорости потока от интенсивности. В гл. 1 было показано, что теория Эккарта применима при малых акустических числах Рейнольдса, поэтому отконения от нее связаны не с турбулизацией акустического течения, как это предполагалось в работах [6, 39], а с искажением формы волны и неприменимостью теории при этих условия [c.125]

X и б), при полетах на больших высотах или при течениях разреженных газов (малые д), при повышенной вязкости жидкости и при искусственной ламинаризации пограничного слоя (см. п. 15.6). При этом, однако, число Рейнольдса всегда должно оставаться достаточно большим Ке 1 и б/л <с1. [c.276]

Применение центрированных компактных схем. Основной областью применения компактных схем четвертого порядка, не учитывающих направления распространения возмущений, оказались задачи о течении несжимаемой жидкости. При этом в большинстве случаев использовались уравнения Навье—Стокса в переменных вихрь -функция тока (31, 34] (см. также [1]). Основным лимитирующим фактором для этих схем являются малость сеточзюго числа Рейнольдса Яе = где и, и А — локальные значения скорости и шага сетки. Если это число не превосходит нескольких еди1шц, то самосопряженная часть разностного оператора компенсирует отрицательное воздействие его кососимметричиой части и сеточные решения не искажаются (или не сильно искажаются) схемной немонотонностью. Если оно мало или равно бесконечности (г =0),то применение центрированных алгоритмов, как будет показано ниже, может привести к неудаче. [c.192]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...