Распределение давления круглого цилиндра

При обтекании круглого цилиндра реальной жидкостью распределение давлений, как видно из рис. VII.7, существенно отличается от теоретического. Оставаясь симметричной относительно оси абсцисс, кривая давлений для действительной жидкости будет несимметричной относительно оси ординат. Такая несимметрия вызовет появление проекции силы на направление движения — силы сопротивления. Следует отметить, что вид кривой распределения давлений будет зависеть для данного цилиндра от скорости потока, а точнее — от числа Re. Причем с увеличением числа Re распределение давлений будет приближаться к распределению давления на цилиндре, обтекаемом идеальной жидкостью. [c.170]

Мя распределения давления по поверхности круглого цилиндра получили формулу, отличающуюся от формулы (2) значением коэ циента при (3,11 вместо 4,0), [c.55]

Рис. 6.24. Распределение давления на круглом цилиндре

Таким образом, при обтекании круглого цилиндра равномерным в бесконечности безвихревым потоком равнодействующая сил давления по поверхности цилиндра равна нулю. Этот результат известен в гидромеханике как парадокс Даламбера , но он представляется парадоксальным лишь при сопоставлении с экспериментальными фактами, которые всегда обнаруживают наличие силы, воздействующей со стороны потока на любое обтекаемое тело. Однако с точки зрения теории идеальной жидкости этот результат является вполне логичным следствием той идеализации, которую мы допустили, исключив из рассмотрения силы вязкости, являющиеся причиной резко отличного от теоретического распределения скоростей вблизи поверхности цилиндра и связанного с ним распределения давлений. Кроме того, силы вязкости проявляются непосредственно в виде касательных напряжений на поверхности обтекаемого тела. [c.226]

Поскольку сопротивление давления определяется только распределением давления по поверхности тела, естественно попытаться в рамках теории идеальной жидкости построить такую схему течения, которая давала бы теоретическое распределение, близкое к действительному. Схема безотрывного обтекания круглого цилиндра потенциальным потоком, рассмотренная в гл. 7, дает удовлетворительный результат только для лобовой части поверхности цилиндра, а на тыльной ее стороне теоретическое и опытное распределения давлений резко расходятся, причем теория приводит к парадоксу Даламбера. Схема отрывного обтекания (Кирхгофа), как отмечено выше, дает более точный результат по распределению скорости, однако расчетное сопротивление при этом почти в 2 раза меньше действительного. Хорошая согласованность теоретических и экспериментальных результатов получается при использовании схемы так называемой вихревой дорожки Кармана, согласно которой за обтекаемым телом образуется полоса, заполненная дискретными вихрями, расположенными в шахматном порядке (рис. 10.3). При определенном соотношении расстояний между вихрями эта дорожка является устойчивой и с помощью уравнения импульсов можно найти теоретическое значение вихревого сопротивления. [c.393]

Из распределения скоростей и давлений видно, что и поле скоростей, и поле давлений симметричны относительно декартовых осей координат, проведенных через центр окружности. Следовательно, при обтекании круглого цилиндра потенциальным потоком идеальной жидкости на цилиндр никакие силы действовать не будут. [c.170]

G помощью формулы (8-24) на основе непосредственных измерений распределения давления по контуру профиля было подсчитано сопротивление давления для семейства симметричных профилей, показанных на рис. 15-3. Сопротивление трения может быть получено как разность между измеренным полным лобовым сопротивлением и измеренным сопротивлением давления. Отношение сопротивления трения к полному лобовому сопротивлению показано на рис., 15-4. Для вытянутых (тонких) сече-йий профилей сопротивле-1,0 ние трения составляет 70— 80% от полного для круглого цилиндра, однако, оно составляет только около 3% от полного. В последнем случае происходит отрыв пограничного слоя, причем точки отрыва лежат перед диаметральным сечением цилиндра. В результате вся кормовая часть оказывается в зоне пониженного давления в следе, что и приводит к высокому сопротивлению формы. Сопротивление поверхности почти целиком определяется пограничным слоем до точки отрыва. Теория движения идеальной (невязкой) жидкости предсказывает симметричное распределение давления и нулевое значение лобового сопротивления. Различия, имеющие место между случаями обтекания цилиндрического тела идеальной и вязкой жидкостями, иллюстрируются на рис. 15-1 и обсуждаются ниже. [c.402]

В частности, интересно заметить, что при кручении цилиндра из каучука между параллельными круглыми пластинами измерения радиального распределения давления на одной из пластин дают приблизительно параболический профиль с максимумом на оси вращения и положительной величиной на краю Максимум в центре получается также в закрученном сдвиговом потоке растворов полимеров (см., например, рис. 10.5) [c.320]

Рассмотрим тело, имеющее форму круглого цилиндра, длина которого в сравнении с диаметром настолько велика, что ее можно считать бесконечно большой. Пусть нагрузка создается канатом или лентой, охватывающими без трения цилиндр по кольцу, расположенному примерно посредине длины, и натянутыми с заданной силой Р. Тогда лента создаст равномерно распределенное вдоль круга давление на боковую поверхность цилиндра. Задача заключается в определении напряжений и деформаций, создаваемых в теле (фиг. 99). [c.149]

Итак, принимая предположение (1.2) об отсутствии вихрей в какой-либо области, мы получаем соотношения (1.3), (1.4) и (1.5), которые имеют место как раз для движения идеальной несжимаемой жидкости в этой области при отсутствии вихрей, т. е. распределение скоростей и давлений в той области, где движение вязкой и несжимаемой жидкости предполагается безвихревым, не будет зависеть от коэффициента вязкости. Если бы при этих условиях можно было удовлетворить граничному условию прилипания к твердым стенкам, то вопрос о возможности безвихревого движения вязкой несжимаемой жидкости решался бы положительно. Но легко убедиться в том, что решения, отвечающие потенциальному движению идеальной жидкости, не удовлетворяют в то же время условию прилипания частиц к границам, за исключением особых случаев. К таким особым случаям относится, например, чисто циркуляционное течение идеальной жидкости вокруг круглого цилиндра, в котором все линии тока будут окружностями, охватывающими заданный контур круга. В идеальной жидкости все точки контура неподвижны, и имеет место скольжение частиц жидкости вдоль контура с одной и той же скоростью. Для случая вязкой несжимаемой жидкости надо предположить, что цилиндр вращается. [c.101]

Рис. 7. Распределение давления по поверхности круглого цилиндра (1 — первое приближение 2 — второе приближение 3 — третье приближение).

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]

П ример обтекание круглого цилиндра. Применим изложенный способ расчета пограничного слоя к обтеканию круглого цилиндра, причем для получения однозначных соотношений возьмем в качестве основы для расчета теоретическое потенциальное распределение давления, хотя в литературе за такую основу обычно берется экспериментальное распределение давления. Пусть потенциальное течение набегает на круглый цилиндр радиуса К со скоростью С/оо, направленной параллельно оси X, и пусть обтекание цилиндра происходит без циркуляции. [c.164]

Изложенные в предыдущих параграфах способы расчета пограничного слоя при нестационарном движении позволяют проследить развитие течения только в продолжение очень небольшого промежутка времени после начала отрыва. В дальнейшем, когда отрыв уже произошел, течение вне пограничного слоя сильно изменяется, причем особенно сильно в случае тела с тупой кормовой частью, как, например, у круглого цилиндра. Это обстоятельство влечет за собой значительное отклонение действительного распределения давления от теоретического потенциального распределения, вследствие чего использование последнего распределения для продолжения расчета дает совершенно неверные результаты. Представление о действительной картине течения, возникающего позади круглого цилиндра после отрыва пограничного слоя, дает серия фотографий, изображенных на рис. 15.5. Первая фотографии (рис. 15.5, а) показывает, что в начальный момент разгона получается такая же картина линий тока, как при невязком потенциальном течении. Вторая фотография (рис. 15.5, б) снята в тот момент, когда в задней критической точке только что начался отрыв пограничного слоя. На третьей фотографии (рис. 15.5, в) точка отрыва уже успела переместиться далеко вверх по течению. Линия тока, отходящая от точки отрыва, окружает область, в которой скорости очень малы. Вихревая напряженность больше всего вне этой линии тока. Здесь образуется вихревой слой, который при дальнейшем развитии течения свертывается в два концентрированных вихря (рис. 15.5, г). В свободном течении позади этой пары вихрей, там, [c.394]

М. Швабе подробно исследовал такое развитие течения около цилиндра. В частности, он измерил распределение давления вдоль контура цилиндра в различные моменты времени. На рис. 15.6 изображены полученные им распределения давления для различных стадий разгона. Параметр й, характеризующий отдельные кривые, означает расстояние от цилиндра до критической точки, находящейся в свободном течении позади пары вихрей. Мы видим, что в начальной стадии течения измеренное распределение давления довольно близко к теоретическому потенциальному распределению, но при дальнейшем развитии течения все более и более от него отклоняется. Г. Рубах сделал попытку исследовать развитие течения около круглого цилиндра на основе теории потенциального течения. Для этого он принял, что позади кормовой части цилиндра, примерно на таком же [c.395]

Рис. 15.6. Измеренное распределение давления около круглого цилиндра при разгоне.

В заключение упомянем, что для тонких тел, например для тонкого эллиптического цилиндра, обтекаемого в направлении длинной оси эллипса, или для крылового профиля, рассмотренные явления отрыва наблюдаются в значительно меньшей степени, чем для круглого цилиндра. Именно поэтому для тонких тел измеренное распределение" давления обычно очень хорошо совпадает с теоретическим потенциальным распределением (см. рис. 1.11). [c.396]

Поясним это сначала на частном случае обтекания круглого цилиндра. Как было выше показано, при бесциркуляционном обтекании цилиндра скорости и давления распределяются симметрично, что приводит к отсутствию результирующей силы давления. Если же цилиндр обтекается с циркуляцией, то симметрия в распределении скоростей и давлений нарушается, в результате чего появляется результирующая сила давления. Образование циркуляции можно представить как результат воздействия на поток вихря, расположенного в центре омываемого цилиндра. [c.117]

Предполагаем, что фланцы достаточно жестки и что давление р распределяется по стыку равномерно. Силы трения, учитывая касательную податливость стыков, следует считать пропорциональными относительным смещениям, т. е. пропорциональными расстоянию р от полюса поворота — центра тяжести стыка (по аналогии с распределением напряжений при кручении круглых цилиндров). Тогда реализуемый коэффициент трения на расстоянии р от полюса / , а условие прочности сцепления (что момент сил трения в стыке больше внешнего момента) [c.138]

Таким образом, учет массы жидкости, вытесняемой цилиндром при его поступательном движении, позволил существвино уточнить распределение давления по поверхности круглого цилиндра и теоретически определить его козффивдент сопротивления,. [c.57]

Исследовано распределение скорости и давления по поверхностм круглого цилиндра с учетом массы жидкости, вытесняемой цилиндром при его поступательном движении. Приведено сравнение результатов расчетов с опытными данными. [c.143]

Для кинематической пары с элементами в виде поверхности круглого цилиндра (рис. 20.7, а) р (р) = г = onst. Если пара неприра-ботанная, то принимают равномерное распределение давления по поверхности контакта. Тогда из условия равновесия звена I (при [c.247]

Отрыв пограничного слоя обычно связан с образо1ванием вихрей, которые проникают во внешний поток и существенно искажают картину течения, полученную по теории идеальной жидкости, даже вдали от тела. Для пояснения приведем некоторые сведения об обтекании круглого цилиндра несжимаемой жидкостью. На рис. 6.24 показаны две кривые распределения давления вдоль окружности цилиндра штриховая кривая построена по теории идеальной жидкости, сплошная кривая получена экспериментально Флаксбартом при числе Рейнольдса [c.331]

При обтекании круглого цилиндра потенциальным потоком благодаря симметричному распределению давлений по поверхности цилиндра результирующая этих сил равна нулю (парадокс Даламбера). Следовательно, для этого случая = 0. Можно доказать, что во всех случаях безотрывного обтекания цилиндрических тел потенциальным потоком сопротивление давления равно нулю. Однако при отрывном обтекании, когда за телом образуется мертвая зона или суперкавитационная каверна (см. п. 10.2), теория потенциальных течений дает не равное нулю значение силы сопротивления давления. Так, в п. 7.12 было доказано, что при струйном обтекании пластины, поставленной нормально к потоку (см. рис. 7.30), коэффициент лобового сопротивления, являющегося в данном случае сопротивлением давления, равен 0,88. Это подтверждается опытом только в тех случаях, когда за обтекаемым телом действительнсГобразуется зона, заполненная парами или газом, в которой давление приблизительно постоянно, как это предусмотрено теорией. Но в большинстве случаев за обтекаемым телом образуется так называемый гидродинамический след, представляющий собой область, заполненную крупными вихрями, которые, взаимодействуя и диффундируя, постепенно сливаются и теряют индивидуальность. На достаточном расстоянии от тела (дальний след) образуется непрерывное распределение дефекта скоростей в потоке, близкое к распределению скоростей в струнном пограничном слое. Наличие вихрей в гидродинамическом следе приводит к понижению давления на тыльной части поверхности тела и соответствующему увеличению сопротивления давления, которое часто называют также вихревым сопротивлением. [c.391]

На рис. 10.6 приведены кривые С (Re) для круглого цилиндра и шара. При малых числах Re картина обтекания цилиндра, т. е. конфигурация линий тока близка к картине обтекания идеальной жидкостью (рис. 10.7), поэтому и распределение давления по поверхности цилиндра близко к рассмотренному в гл. 7.4. При этом, очевидно, должно быть О и gfit A /Re. Кривая [c.395]

В предшествующих рассуждениях предполагалось, что нагрузка задана, и разыскивались перемещения, вызываемые этой нагрузкой. Рассмотрим теперь случай, когда заданы перемещения и требуется найти соответствующее распределение давлений по плоскости границы. Возьмем, например, случай, жесткого штампа в виде круглого цилиндра, вдавливаемого в плоскую границу полубесконечного упругого тела. В таком случае перемещеппе w по всей площади кругового основания цилиндра постоянно. Распределение давления при этом непостоянно, и его инт(шс ивность определяется формулой i) [c.410]

Результаты экспериментов по измерению распределений давления по поверхности круглого цилиндра на разных стадиях его движения из состояния покоя, выполненных М. Швабе ), подтверждают, что в начале движения распределение давлений очень близко к теоретическому, соответствующему безвихревому обтеканию цилиндра идеальной жидкостью. Это также говорит о том, что в начале движения пограничный слой даже на таком плохо обтекаемом в установившемся движении теле, как круглый цилиндр, весьма тонок, полностью охватывает поверхность тела и поэтому не оказывает заметного обратного влияния на внешний поток. Только после зарождения отрыва и перемещения его от задней кромки цилиндра вверх по потоку появляется резкая деформация кривой распределения давления, заканчи- [c.520]

Во многих задачах, требующих определения деформации оболочки, напряжениями изгиба можно пренебречь, принимая обязательно во внимание лишь те напряжения, которые обусловлены деформацией в ее срединной поверхности. Возьмем в качестве примера тонкостенный сферический резервуар, подвергающийс51 действию равномерно распределенного внутреннего давления, нормального к поверхности оболочки. Под этим давлением срединная поверхность оболочки подвергается равномерной деформации, и так как толщина оболочки мала, то мы будем вправе предположить здесь, что растягивающие напряжения распределены по ее толщине равномерно. Аналогичный пример представляет собой тонкостенный резервуар в форме круглого цилиндра, в котором газ или жидкость сжаты посредством поршня, свободно движущегося по оси цилиндра. Кольцевые напряжения, возникающие в цилиндрической оболочке под действием равномерного внутреннего давления, распределяются по толщине оболочки равномерно. Если торцы цилиндра защемлены, то оболочка не может свободно расширяться, и под действием внутреннего давления около ее торцов может произойти некоторый изгиб. Более детальное исследование показывает, однако (см. 114), что этот изгиб носит местный характер и что часть оболочки на определенном расстоянии от торцов продолжает оставаться цилиндрической и испытывает лишь деформацию в срединной поверхности без заметного изгиба. [c.478]

С этой точки зрения полезно вернуться к рассмотрению распределений давлений по симметричному крыловому профилю, показанных на рис. 67 гл. V. Если на пятнадцатипроцентном профиле экспериментальные точки (крестики) вблизи хвостика лишь слабо отходят от расчетной теоретической кривой, то на сорокапроцентном профиле отклонения измеренных (на рисунке — точки) давлений от рассчитанных уже очень велики. Особенно разительно сказывается обратное влияние пограничного слоя на внешний поток в случае плохо обтекаемых тел. Для иллюстрации этого факта достаточно вспомнить кривые распределения давления по круглому цилиндру, [c.639]

Таким образом, результирующее воздействие вязкой несжимаемой Жидкости на бесконечно длинный круглый цилиндр при его плоско-параллельном движении зависит от распределения давления й вихря вдоль поверхностйсамого [c.171]

Заключение. Решение задачи о стационарном пластическом течении при скольжении шероховатого эллиптического цилиндра но границе идеально-пластического полупространства показывает суш,ественное влияние переменной кривизны границы контакта на распределение контактного давления и неоднородность пластической деформации по толш,ине пластического слоя полупространства. Стационарное скольжение клина с разрывным полем скоростей и круглого цилиндра с непрерывным полем скоростей представляют предельные случаи скольжения эллиптического цилиндра с отношением длин полуосей Д = оо и Д = 1. Поворотом оси эллипса с заданным отношением Д относительно границы полупространства при заданной нагрузке можно изменять в широких пределах неоднородность деформации пластического слоя полупространства. [c.592]

Первое экспериментальное исследование распределения давления по колеблющемуся цилиндру было проведено Д. С. Вилькером, С. Г. Поповым и Г. А. Савицким (1951) при этом перед колеблющимся цилиндром ставился возбудитель колебаний в виде неподвижного стержня круглого сечения, имевшего диаметр, в 10 раз меньший, нежели диаметр колеблющегося цилиндра. Распределение давления измерялось на батарейных и-образных спиртовых манометрах. В замеренное распределение давления вносились поправки на трение, инерцию воздуха в шлангах и спирта в трубках манометров. Во всех опытах цилиндр колебался с собственной частотой. Зависимость коэффициента поперечной силы по фазе имела гармонический характер. [c.826]

С. И. Девнин (1967) определял поперечную силу для области захвата на жестком цилиндре, совершавшем возвратно-поступательные колебания с заданной частотой и амплитудой. Круглый цилиндр диаметром 0,3 м и длиной 3 м испытывался в опытовом бассейне. Замер поперечной гидродинамической силы производился тензометрическим методом, а также путем интегрирования распределения давлений, замеренных в среднем -сечении по длине цилиндра безынерционным тензометрическим датчиком. давления. Для определения частоты отрыва вихрей в следе за цилиндром устанавливался датчик давления, который мог перемещаться с помощью координатника как по длине, так и по ширине цилиндра. Число Рейнольдса при испытаниях менялось в пределах от 1,7 X 10 до 10 , кинематическое число Струхала в пределах 0,05—0,6 и относительная амплитуда а = а/с в пределах от нуля до 0,65. Полученные значения коэффициентов амплитуд поперечных сил Су Девнин считает независимыми от чисел Рейнольдса и представляет в виде зависимости Су от произведения а При значениях а 8 И < 0,02 эта зависимость может быть принята -линейной. [c.829]

Рис. 1.9. Распределение давления на поверхности круглого цилиндра при докритическом и сверхкритическом числах Рейнольдса (д< PV V2—динавшческое давление н абегаю-

Жидкость, заторможенная в пограничном слое, не во всех случаях прилегает ко всей обтекаемой стенке тела в виде тонкого слоя. Бывают случаи, когда пограничный слой сильно утолщается вниз по течению и при этом в нем возникает возвратное течение. Это влечет за собой вынос жидкости, заторможенной в пограничном слое, во внешнее течение, вследствие чего последнее оттесняется от тела. В таких случаях говорят, что пограничный слой отрывается от тела. Отрыв пограничного слоя всегда связан с сильным образованием вихрей и с большой потерей энергии на кормовой части обтекаемого тела. Эти явления наблюдаются в первую очередь у плохо обтекаемых, тел, например у круглого цилиндра и шара. В результате за кормо-вой частью таких тел образуется область сильно замедленного течения (так называемая застойная область), в которой распределение давления сильно отличается от распределения давления, соответствующего течению без трения (это ясно видно из рис. 1.9 и 1.10, изображающих распределение давле-.ния для круглого цилиндра и шара). Именно это измененное, по сравнению со случаем идеальной жидкости, распределение давления, связанное с отрывом пограничного слоя, и является причиной большого сопротивления плохо обтекаемых тел. [c.37]

Особенно примечательное явление, связанное с переходом течения в пограничном слое из ламинарной формы в турбулентную, наблюдается при обтекании тела с тупой кормовой частью, например круглого цилиндра или шара. Из рис. 1.4 и 1.5 мы видим, что при числах Рейнольдса Fd/v,. равных для круглого цилиндра приблизительно 5 10 , а для шара приблизительна 3 10 , коэффициент сопротивления цилиндра и шара внезапно сильно уменьшается. Впервые это явление было обнаружено для шара Г. Эйфелем [ ]. Столь резкое уменьшение сопротивления объясняется возникновением в пограничном слое турбулентного течения. Турбулизация пограничного слоя,, т. е. возникновение в нем турбул (нтного перемешивания, значительна усиливает увлекающее действие внешнего потока по сравнению со случаем ламинарного пограничного слоя, и это приводит к перемещению точки отрыва назад, т. е. вниз по течению. Если для пограничного слоя, остающегося ламинарным на всем протяжении, точка отрыва лежит приблизительно на экваторе шара, то после турбулизации пограничного слоя она перемещается на довольно значительное расстояние назад, т. е. на заднюю половину шара. Вследствие этого область застойного течения позади тела значительно суживается и распределение давления приближается к распределению давления при течении без трения (см. рис. 1.10). Сужение же застойной области приводит к значительному уменьшению сопротивления давления, что дает о себе знать в виде скачкообразного понижения кривой = / (Ре) (см. рис. 1.4 и 1.5). Правильность такого объяснения подтвердил Л. Прандтль путем следующего опыта [Щ, Несколько впереди экватора шара, обтекавшегося потоком воздуха, он укрепил на поверхности шара тонкое проволочное кольцо. Наличие этого кольца вызвало искусственную турбулизацию пограничного слоя уже при умеренном числе Рейнольдса [c.50]

На рис. 9.8 показаны для сравнения значения кривизны профиля скоростей на стенке, вычисленные на основании равенства (9.25) (штриховая кривая), и точные значения ийШйх, вычисленные на основании равенства (9.23) (сплошная кривая). Мы видим, что получается полное совпадение даже несколько дальше точки отрыва пограничного слоя. Таким образом, для круглого цилиндра ряд Блазиуса, оборванный на члене х , удовлетворяет первой контурной связи даже несколько дальше точки отрыва. Однако отсюда вовсе не следует, что оборванный ряд Блазиуса всегда в такой же мере хорошо передает и распределение скоростей. Соответствующую проверку выполнил Г. Гёртлер [ ], использовав для этой цели экспериментальное распределение давления, найденное для круглого цилиндра К. Хименцем [ ]. Проверка показала, что незадолго до достижения точки отрыва распределение скоростей, вычисленное посредством ряда Блазиуса, начинает несколько отклоняться от точного решения, полученного численным методом. [c.168]

Распределение давления по поверхности круглого цилиндра зависит от числа Рейнольдса (см. рис. 3.12), а при небольшом удлинении —и от его величины чем меньше удлинение цилинд- [c.57]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...