Слой критический с градиентом давления

Таблица 17.1. Зависимость критического числа Рейнольдса и максимального коэффициента нарастания возмущений от формпараметра р профилей скоростей пограничного слоя на клине при обтекании последнего с градиентом давления. По Пречу [Ю7],

Ланге [22] собрал экспериментальные результаты по взаимодействию скачка уплотнения с двумерным пограничным слоем, опубликованные до июля 1953 г. Эти эксперименты проводились с плоскими пластинами, на которых устанавливались уступы или клинья (фиг. 21, 22). Падающий на пластину скачок уплотнения создавал положительный градиент давления, достаточный, чтобы вызвать отрыв потока. При переходе через скачок давление возрастает, и разность давлений на фронте скачка распространяется в нижних слоях пограничного слоя. Таким образом, появляющийся на стенке градиент давления определяется свойствами пограничного слоя и интенсивностью скачка уплотнения. Однако отрыв потока вызывается главным образом перепадом давления в скачке уплотнения, поэтому, возможно, существует критический перепад давления, который достаточен, чтобы вызвать отрыв потока. Рассмотрим отдельно отрыв потока при взаимодействии скачка уплотнения с ламинарным и турбулентным пограничными слоями. [c.33]

На фиг. 8 показаны примеры таких сверхзвуковых течений. Первый пример (фиг. 8, а) — обтекание кормовой части пластины конечной длины. В области ж > О условие прилипания и х, 0) = О заменяется условием симметрии Ыу х, 0) = 0. Следуя [18], оценим амплитуды возмуш,ений и размеры областей, на которые оно распространяется. Исчезновение напряжения трения на оси течения приводит к разгону струек тока, проходящих вблизи плоскости симметрии. Это вызывает быстрое изменение толщины вытеснения и индуцирует градиент давления. Простые оценки на основе уравнений неразрывности, импульса и линейной теории сверхзвуковых течений показывают, что вблизи конца пластины образуется локальная область течения со свободным взаимодействием, для которой перепад давления (отнесенный к р ыУ Др Не , Ах Ке" /8. Перед концом пластины индуцируется отрицательный градиент давления, а в следе давление восстанавливается. При (Да /Ке /в) оо градиент давления исчезает. Аналогичное рассмотрение справедливо и для течения при малых углах атаки а Ве (фиг. 8, в) [251. В этом случае перед концом пластины на ее верхней и нижней сторонах поток поворачивает на угол а. Поворот на угол + при достаточной величине а должен приводить к отрыву пограничного слоя. Критический перепад давления, вызывающий отрыв, несколько больше, чем в случае обтекания угла, образованного двумя стенками. Это объясняется наложением отрицательного градиента давления, вызываемого сходом потока с пластины, как при а = 0. [c.247]

В работе [25] сделана попытка распространить решения на случай обтекания плоской пластины под малыми углами атаки с целью оценки влияния сил вязкости на величину циркуляции, которая для невязкого течения определяется условием Жуковского, а также исследовать возникновение отрыва на задней кромке пластины. Из-за наличия угла атаки перед задней кромкой пластины на верхней стороне индуцируется неблагоприятный (положительный) градиент давления. Вместе с тем на расстояниях свободного взаимодействия индуцируется благоприятный (отрицательный) градиент давления. Оба эффекта имеют одинаковые по порядку величины при углах атаки а Ке" Поэтому можно ожидать, что критическое значение угла атаки, при котором возникает отрыв пограничного слоя на верхней стороне пластины, а Ке" / в. Полное решение задачи из-за трудностей вычислений в работе [25] не получено. [c.248]

В [Л. 215] разработан несложный приближенный метод расчета теплообмена в условиях турбулентного пограничного слоя при течении несжимаемой жидкости с отрицательным градиентом давления, включая определение коэффициентов теплообмена в критическом сечении сверхзвукового сопла. Метод основывается на решении интегральных уравнений количества движения и энергии. [c.436]

Итак, зная критический перепад при взаимодействии скачка уплотнения с пограничным слоем на плоской пластинке и значение (соответственно для ламинарного или турбулентного пограничного слоя), можно по формуле (3.1) получить критический перепад при взаимодействии скачка уплотнения с пограничным слоем на криволинейной стенке (при наличии градиента давления во внешнем потоке перед скачком). Из формулы (3.1) видно, что если внешний ноток перед скачком тормозится (( > 0), то отрыв наступает быстрее, если же внешний ноток до скачка разгоняется < 0), то отрыв должен наступать при большем перепаде давления в скачке, чем нри взаимодействии скачка с пограничным слоем на плоской пластинке. [c.146]

Влияние вязкости проявляется в связи с отрывом пограничного слоя, который возникает на тех участках профиля, где градиент возрастающего по потоку давления превосходит критическую величину, которая зависит от вида пограничного слоя и местных условий обтекания профиля. [c.54]

Влияние вязкости проявляется существеннее в связи с отрывом пограничного слоя. Отрыв возникает на тех участках профиля, на которых безразмерный градиент возрастающего по потоку давления превосходит вполне определенную критическую величину, иначе говоря, обтекание безотрывно, если [c.369]

Рассмотрим теперь взаимодействие скачка уплотнения с пограничным слоем при наличии градиента давления (пограничный слой на криволинейной стенке). Критический перепад в скачке уплотнения (т.е. неренад, нри котором возникает отрыв пограничного слоя) может зависеть от параметров потока перед скачком и параметров, определяюгцих состояние нограничного слоя, нодходягцего к месту на-дения скачка уплотнения. При сделанных выше предположениях относительно нограничного слоя, этими определяюгцими параметрами являются давление р1, плотность р и скорость [/1 во внешнем потоке перед скачком уплотнения градиент давления р 1 перед скачком уплотнения характерный размер пограничного слоя перед скачком уплотнения и характерная константа вязкости /л. [c.145]

Рис. 17.22. Зависимость критического числа Рейнольдса в лавшнарном пограничном слое с отсасыванием и с градиентом давления от форвшараметра Нг = 61/6.

Рассмотрим в качестве примера потенциальное бесциркуляционное обтекание круглого цилиндра ( 4 гл. 7). Начиная от передней критической точки /<1, давление убывает dpldx < 0), а скорость возрастает вплоть до точки С, за которой начинается обратное изменение давления и скорости. Жидкие частицы на участках пути вблизи границы Ki испытывают ускорение, обусловленное падением давления в направлении движения, и их кинетическая энергия возрастает. В идеальной жидкости этому ускорению ничто не препятствует, но в реальной движение тормозится трением, развивающимся благодаря прилипанию жидкости к твердой поверхности и образованию пограничного слоя. Все же благодаря прямому перепаду давления ускорение в нем наблюдается, по крайней мере, до точки С. Иначе обстоит дело на участках С/<2. Здесь dpldx > 0 и частицам приходится двигаться против нарастающего давления, В идеальной жидкости это приводит лишь к убыванию кинетической энергии и восстановлению полного давления, достигаемого в точке К2- В реальной жидкости часть кинетической энергии должна быть затрачена еще на компенсацию работы сил трения, оказывающих тормозящее действие. В связи с этим частицы, двигавшиеся в пограничном слое и имевшие малый запас кинетической энергии, начиная с некоторой точки О (рис. 186), не могут уже преодолевать совокупное действие обратного перепада давления и трения они в этом сечении останавливаются, а частицы, двигающиеся по более удаленным от тела траекториям, отклоняются в сторону внешнего потока. Часть жидкости, расположенная ниже точки О, под действием обратного градиента давления получает возвратное движение. Это явление и называют отрывом пограничного слоя. Структура течения и конфигурация линий тока вблизи точки отрыва показаны ка рис. 186. [c.382]

Определение точки перехода начинается, как и нахождение точки потери устойчивости, с расчета потенциального обтекания профиля и ламинарного пограничного слоя. Дополнительно вычисляются условные толщины потери импульса б , числа Re и местные градиенты давления К- После нахождения точки потери устойчивости х .у выстраивается кривая К = = К х) на предполагаемом участке х — Хп.у, для которого вычисляется несколько средних значений/С. Для каждого из них подсчитываются соответствующие разности Reп —Reп.y. Расчетная кривая К = / (Reп—Reп.y) наносится на график, подобный рис. 1.10.7, на котором находится точка пересечения с экспериментальной кривой. Этому пересечению соответствует точка I, определяющая разность критических чисел Рейнольдса Reкp,п — —,Reкp.п.y, по которой и находится точка перехода [c.96]

В соплах Лаваля также действуют все факторы, подавляющие и генерирующие турбулентность (в конденсирующемся и парокапельном потоках). Вблизи минимального (критического) сечения, в котором М=1, продольные градиенты давления достигают максимальных значений и пограничный слой ламинаризируется. За минимальным сечением реализуется конденсационный скачок, положение и интенсивность которого определяются начальными параметрами пара и профилем в расширяющейся части сопла за минимальным сечением. Конденсационный скачок турбулизирует пограничный слой за критическим сечением, а выпадающая при конденсации мелкодисперсная влага частично подавляет генерируемую турбулентность. При достаточной интенсивности конденсационный скачок может вызвать отрыв ламинаризированного в минимальном сечении слоя отрыв локализуется в последующем конфузорном сверхзвуковом течении. Подчеркнем, что при работе сопла на нерасчетных режимах с адиабатными скачками уплотнения в расширяющейся части конденсационный скачок обеспечивает менее интенсивную диссипацию кинетической энергии в сопле, так как способствует снижению интенсивности адиабатного скачка и вследствие турбулизации пограничного слоя предотвращает его отрыв. [c.213]

Исследования, выполненные Смитом и Клютнером, показали, что критическая высота бугорков шероховатой поверхности зависит от турбулентности потока. При повышении степени турбулентности потока требуется более значительная шероховатость, чтобы вызвать турбулизацию ламинарного слоя. Таким образом, увеличение турбулентности потока сопровождается повышением значения критической шероховатости. Из опытов Шпейделя следует, что величина k p увеличивается и с увеличением отрицательного градиента давлений вдоль поверхности. [c.119]

Вместо градиента давления можно, конечно, рассматривать отрицательный градиент скорости, поскольку = — рйд- . Характерное распределение скорости сплошного потенциального потока на профиле решетки (турбинного типа) показано на рис. 122. Пунктиром на рис. 122 приведено примерное распределение скорости во внешнем потоке при обтекании той же решетки вязкой жидкостью. Начиная от критической точки, на профиле развивается ла,минарный пограничный слой. Первые по потоку максимумы скорости и первые диффузорные участки наблюдаются, как правило, уже вблизи критической точки даже при расчетных углах входа. На этих участках условие безотрывного обтекания обычно нарушается и ламинарный слой отрывается, образуя небольшую вихревую зону с приблизительно постоянным давлением (участок аЬ на рис. 122). За отрг вом ламинарного слоя поток турбулизируется. [c.369]

Численное регнение уравнений (4.1), (2.9) и (2.10) проводилось для течения в сопле с критической линией (вариант № 4). На рис. 2 приведено найденное распределение продольной составляющей скорости в пограничном слое при обтекании теплоизолированной (рис. 2, а) и сильно охлажденной поверхностей = 0.1 (рис. 2 6). Вблизи критической линии профиль скорости имеет максимум, который вызван наличием в пограничном слое отрицательного градиента давления, неуравновегненного центробежными силами. [c.539]

Здесь 0 — начальная толщина пограничного слоя, а I — протяженность области, в которой действует градиент давления. Значения = 3( 0 и (7 = 0.5 соответствуют условиям экспериментального исследования, выполненного в работе [32]. Результаты расчета трения на стенке (7/ и толщины потери импульса в в области действия градиента сопоставлены на рис. 9 с опытными данными из работы [32]. Отметим, что при этом максимальные значения параметров К и Ар значительно превышали критические значения (6.1), между тем полной реламинаризации течения не наступило. Турбулентная вязкость г/, а формпараметр Н профиля скорости в полном соответствии с результатами экспериментов [32] не превысил значения 1.6. [c.560]

Расчеты с ненулевыми градиентами давления выходят за пределы этой книги. Однако результаты приближенного метода решения для установившегося ламинарного пограничного слоя на эллиптическом цилиндре в потоке со скоростью и ас приводятся на рис. 10-9 [Л. 1]. На рис. 10-9,а показано поперечное сечение этого цилиндра, представляюш,ее собой эллипс с отношением осей 4 1, и распределение скорости вдоль внешней границы пограничного слоя. В этом примере предполагается, что U(x) представляет собой скорость невязкого потенциального течения 1. На рис. 10-9,6 приведены вычисленные профили безразмерной скорости для разных сечений от передней критической точки при х = 0 до точки отрыва. Обратите внимание, как развивается перегиб профиля скорости с возрастанием xjl. Предполагается, что отрыв будет иметь место в точке, где duldy y=a = Q. На рис. 10-9,в приведено распределение касательного напряжения на стенке, которое постепенно снижается до нуля в точке отрыва. [c.218]

В расчетах Рошко принималось условие сопряжения, согласно которому в месте отрыва линия тока имеет ту же кривизну, что и цилиндр. При этом углы отрыва увеличиваются с ростом параметра К (табл. 5.3). При допущении об одинаковой кривизне , принятом Рошко, расчетное давление плавно уменьшается до точки отрыва. Это согласуется с представлением о том, что кавитация начинается, когда давление падает до критического значения, так что давление в каверне оказывается самым низким во всем течении, но не соответствует условию образования следа при отрыве пограничного слоя в реальных жидкостях, в которых перед точкой отрыва образуется область положительного градиента давления. [c.229]

Отрыв пограничного слоя может происходить в том случае, когда на некотором участке профиля частицам рабочей среды иходнтся двигаться при отрицательном перепаде давлений, т. а. переходить из области меньших давлений в область с более высокими давлениями. Поясним это, обратившись к рис. 53.1,6. Скорость на внешней границе пограничного слоя меняется здесь так, что в критической точке А она равна нулю затем она возрастает на участке АВ и уменьшается на участке ВС (в потоке за профилем она снова становится равной скорости набегающего потока). В связи с изменением скорости течения давление на участке АВ уменьшается, а на участке ВС растет. На участке ВС частицы рабочей среды движутся за счет своей кинетической энергии при отрицательном перепаде давлений. Так как вдоль каждой из нормалей к поверхности стенки, как указывалось, давление в пограничном слое не меняется, то такое же распределение давлений, что и на внешней границе, наблюдается и в самом пограничном слое. Однако для частиц рабочей среды, движущихся в пограничном слое, кинетическая энергия оказывается уменьшенной вследствие действия сил трения, тем большего, чем ближе находится каждая данная частица к стенке. Может оказаться, что кинетическая энергия движущихся у самой стенки частиц недостаточна для преодоления участка с отрицательным вдоль оси х градиентом давления. [c.469]

В предлагаемой работе предпринята попытка обобщения разрозненны.х работ, посвященных исследованию трения и конвективного теплообмена в потоках жидкостей и газов с продольным градиентом давления. Рассматриваются установившиеся плоский и осесимметричный турбулентный и ламинарный пограничные слои, В книге уделено необходи.мое внимание изложению физических представлений, могущих послужить основой для изучения явлений более общего характера, а также рассмотрены методы рещения уравнений пограничного слоя при различных граничных условиях и полученные на этой основе расчетные методы определения выходных характеристик пограничного слоя. Дано сопоставление различных методов расчета ламинарного и турбулентного пограничных слоев. В необходимых случаях приводится критическая оценка разных методов расчета коэффициентов трения и теплообмена. Книга не претендует на исчерпывающую полноту изложения материалов по рассматриваемым вопросам. Она написана по результатам работ, опубликованных в печати. [c.6]

В изложенном виде метод Польгаузена обладает двумя сушественными недостатками. Первый недостаток заключается в произвольном выборе удовлетворяемых граничных условий, а также в том, что внешние граничные условия выполняются нри =б. Для описания распределения скорости Польгаузен выбрал полином четвертой степени при удовлетворении первым двум условиям на стенке и первым трем условиям на внешней границе пограничного слоя. В результате данные расчета хорошо согласуются с точными решениями в потоках с отрицательным градиентом давления, но плохо — в потоках с положительным градиентом давления, особенно по мере приближения к отрыву пограничного слоя. Если рассчитать пе методу Польгаузена, например, расстояние от передней критической точки до сечения отрыва, то 0110 оказывается завышенным на 30%- [c.119]

Тц,6/(1 1, а также х от формпараметра Л. В результате получаются уравнения (4-15) и (4-16), выражающие зависимость I, Н, I от х, с интегральным уравнением количества движения в виде (4-17), для численного интегрирования которого затабулпрованы соответствующие функции. Анализ полученных данных позволил Р. Тимману заключить, что его уточнение метода К- Польгаузена дает удовлетворительные результаты вблизи передней критической точки и в случае симметричного обтекания цилиндра. На примере изменения скорости внешнего потока по закону 1(л ) = Ро[1—Е], где =х/с, с — характерный размер обтекаемого тела, он показал, что результаты значительно хуже в областях течения с положительным градиентом давления. Поэтому Р. Тимман рекомендовал для потоков с йр1йх заменить условие =0 условием 2й—6 = 0. Это условие выбрано так, чтобы гарантировать удовлетворение сложного четвертого условия (4-19) в сечении отрыва. Оно случайно привело к значениям а, >, с и й, непрерывным в точке Л=0. Такой подход дает результаты, которые хорошо согласуются с результатами численных методов решения уравнений пограничного слоя, рассмотренных в 4-2—4-4. [c.124]

В этой главе продолжено исследование влияния осложняющих факторов на устойчивость конвективного течершя в вертикальном слое. Рассматривается воздействие внешних вынуждающих течений разного типа — продольного течения, обусловленного градиентом давления или движением границ, поперечного течения за счет вдувания и отсасывания через проницаемые границы, а также высокочастотной вибрации слоя с жидкостью. Кроме существенного влияния на границы устойчивости и характеристики критических возмущений, некоторые из названных факторов (продольная прокачка, движение границ, вибрация) приводят к появлению новых механизмов неустойчивости. [c.90]

Для всей механики жидкости и газа фундаментальное значение имеет явление перехода ламинарной формы течения в турбулентную. Впервые это явление было подробно исследовано О. Рейнольдсом в восьмидесятых годах прошлого столетия при изучении движения воды в трубах. В 1914 г. Л. Прандтлю удалось экспериментальным путем, на примере обтекания шара, показать, что течение внутри пограничного слоя также может быть либо ламинарным, либо турбулентным и что процесс отрыва потока, а вместе с тем и вся проблема сопротивления зависят от перехода течения внутри пограничного слоя из ламинарной формы в турбулентную. В основе теоретического исследования такого перехода лежит предположение О. Рейнольдса о неустойчивости ламинарного течения. В 1921 г. такими исследованиями занялся Л. Прандтль. В 1929 г. В. Толмину после ряда неудачных попыток удалось впервые теоретически вычислить критическое число Рейнольдса для плоской пластины, обтекаемой в продольном направлении. Однако потребовалось еще свыше десяти лет, прежде чем теория Толмина Morjfa быть подтверждена очень тщательными экспериментами X. Драйдена и его сотрудников. Теория устойчивости пограничного слоя позволила объяснить влияние на переход ламинарной формы течения в турбулентную также других факторов (градиента давления, отсасывания, числа Маха, теплопередачи). Эта теория получила важное пр-именение, в частности, при исследовании несущих профилей с очень малым сопротивлением (так называемых лами-наризованных профилей). [c.17]

Графики обеих функций Р г ) ж О (г]), определяемых уравнениями (10.23) и в сумме дающих распределение скоростей (10.22), изображены на рис. 10.3. Профили скоростей для различных значений формпараметра Л показаны на рис. 10.4. Профиль, соответствующий значению Л = О, получается для (1111 1х = О, следовательно, либо для продольного обтекания плоской пластины, когда градиент давления всюду равен нулю, либо для обтекания криволинейной стенки, но только в том сечении, в котором скорость потенциального течения имеет максимум или минимум. Для Л = О распределение скоростей (10.22) тождественно совпадает с полиномом четвертой степени, использованным в предыдущем параграфе (см. таблицу 10.1) при расчете пограничного слоя на плоской пластине. Профиль скоростей в точке отрыва определяется условием ди1ду)о = О, следовательно, в этом случае а = О и Л = —12. Для профиля скоростей в передней критической точке формпараметр равен, как будет показано ниже, Л = 7,052. Значениям Л > 12 соответствуют в пограничном слое значения гг/С7 > 1, что [c.199]

Шероховатость, распределенная по площади. Измерения перехода ламинарной формы течения в турбулентную, вызываемого шероховатостью, распределенной по площади, привели пока лишь к немногим результатам [ ]. В работе Э. Г. Файндта для песочной шероховатости исследуется зависимость перехода ламинарного несжимаемого течения в турбулентное от размера зерен песка и от градиента давления. Измерения были выполнены в суживающемся и расширяющемся каналах с поперечным сечением в виде круглого кольца. Шероховатость была создана только на стенке внутреннего цилиндра, внешняя же стенка была оставлена гладкой и своим наклоном вызывала градиент давления. Найденная из этих измерений связь между критическим числом Рейнольдса /lД пep/v составленным для положения точки перехода, и числом Рейнольдса Ьхк Ь, составленным для размера песчаного зерна, изображена на рис. 17.44 для различных градиентов давления. При гладких стенках для различных градиентов давления получились значения С/1д пер/ от 2-10 до 8-10 . Столь широкий диапазон изменения числа Рейнольдса для точки перехода вполне понятен, так как градиент давления оказывает сильное влияние на устойчивость и соответственно на неустойчивость пограничного слоя. При возрастании величины UikJv критическое чисЛо Рейнольдса сначала остается таким же, как [c.491]

Вследствие разности концентрации на поверхности и внутри высушиваемого изделия влага поднимается из глубины на поверхность, стремясь выровнять нарушенное равновесие концентраций. Этот процесс называется внутренней диффузией. Поверхностное испарение и вызванная им внутренняя диффузия влаги продолжается до тех пор, пока из сырца не удалится вся механически примешанная влага. Полное удаление гигроскопической влаги из сырца возможно лишь при нагревании до ПО— 120 °С. Скорость внутренней диффузии определяется вла-гопроводностью материала и перепадом (градиентом) влажности в направлении передвижения влаги. Внутренняя диффузия всегда протекает медленнее, чем внешняя. Наиболее благоприятным условием для сушки является равенство внутренней и внешней диффузии. Поверхностные слои изделия в процессе сушки всегда имеют меньшую влажность, чем внутренние. Скорость сушки — количество воды, удаляемой с единицы поверхности изделия в единицу времени — зависит главным образом от температуры, относительной влажности и скорости движения теплоносителя, а также от постоянных факторов— барометрического давления, структуры, формы и размеров изделия (рис. 26.6). Из рисунка видно, что процесс сушки можно разделить на три периода начального нагрева постоянной скорости сушки — прямолинейный участок кривой, падающей скорости сушки, который начинается с точки К, называемой первой критической точкой, после которой дальнейшее удаление влаги практически не вызывает усадочных явлений. Уменьшение интенсивности испарения после критической точки связано с падением давления водяных паров на поверхности материала. В период падающей скорости для повышения интенсивности сушки требуется повышение температуры и уменьшение влажности сушильного агента. [c.292]

Истечение из профилированного сопла при сверхкритических отношениях давлений сопровождается перестройкой полей скорости в области выходного сечения, обусловленной деформацией пограничного слоя. При докритиче-ских отношениях давлений толщина пограничного слоя и толщина вытеснения достигают максимальной величины в выходном сечении. При сверхкритическом отношении давлений Рн/Р <я(1) волны пониженного давления Рн<Ркр из окружающей среды проникают внутрь сопла по дозвуковой области течения пограничного слоя и устанавливают в этой области тем большие отрицательные градиенты давления (1р1йх<СО, чем меньше Ри/Р <л(,1). Под действием этого отрицательного градиента давления на выходном участке сопла происходит ламинаризации (утоньшение) и сброс пограничного слоя и линии тока образуют расширяющийся канал и сверхзвуковые области течения у стенок сопла (рис. 15.22). Поверхность перехода А.==1 деформируется и смещается внутрь сопла, действительная ( эффективная ) площадь критического сечения и,-вместе с ней расход газа и 1130, возрастают. Деформация линии перехода и увеличение 1130 и расхода через сопло происходит до (рв1р ) стабилизации < я(1), при котором устанавливается полный сброс пограничного слоя в выходном сечении сопла. Дальнейшее снижение (Рн/р ) < (р/р )стабилиз. не вызывает изменения коэффициента расхода и расхода газа (см. рис. 15.21). Действительное сопло запирается при втором критическом отношении давлений (рн/р )<я(1). В этом случае на концевом участке сопла наблюдается существенная деформация полей скоростей с появлением характерных местных сверхзвуковых областей. Струйки, прилегающие к пограничному слою разгоняются до Я,>1, а в области оси сопла остаются дозвуковыми (см. рис. 15.22). [c.307]

Особое место в многообразии течений со взаимодействием занимает теория кромочного (marginal) отрыва, созданная при анализе пограничного слоя на передней кромке тонкого профиля, установленного под углом атаки [2]. Обнаружено критическое значение угла атаки, при котором градиент давления неблагоприятен, а напряжение трения на поверхности тела обращается в нуль лишь в одной точке, оставаясь во всех остальных положительным. Решение уравнений пограничного слоя имеет в этой точке слабую особенность, но является продолжимым через нее вниз по потоку. Как было показано в [3, 4], в окрестности точки нулевого трения вследствие реакщ1и внешнего потенциального потока на сингулярное поведение в ней гидродинамических функций формируется область взаимодействия пограничного слоя с внешним течением протяженностью Аде = 0(Re ), где Re - характерное число Рейнольдса. При этом задачу о взаимодействии удается свести к нелинейному интегродифференциальному уравнению относительно поверхностного трения Л(лг). Численное решение уравнения выявило два важнейших его свойства несуществование решений при превышении критического угла атаки и неединственность [4-6]. Теория кромочного отрыва, объяснившая структуру решения уравнений Навье-Стокса вблизи точки бифуркации по параметру, инициировала исследование целого ряда схожих физических задач. [c.97]

Решение нелинейной задачи (2.2) (при Л/д = 0) было получено с помощью численного метода, разработанного в [16]. В этой работе впервые были представлены решения краевых задач для уравнений пограничного слоя Прандтля для плоских течений с заданным регулярным градиентом давления, продолжимые через точку нулевого поверхностного трения (при критическом значении параметра) двумя описанными выше способами [11, 12]. [c.130]

Важный вопрос заключается в следующем существует ли критическая степень турбулентности потока в условиях положительных градиентов давления Данные, представленные на рис. 11.11 [2.27], свидетельствуют о том, что такая критическая степень турбулентности потока существует. Структура пограничного слоя на спинке компрессорной лопатки, имеющей профиль ЫАСА-65, представлена на рис. 11.11 в зависимости от степени турбулентности потока. Эти результаты, полученные экспериментально Кайоком [11.38], указывают на существование области отрыва ламинарного пограничного слоя при небольших значениях степени турбулентности в ядре потока. При возрастании степени турбулентности потока выше критической величины ( 2,5%) область отрыва потока схлопывается, и точка ламинарно-турбулентного перехода смещается непосредственно к входной кромке лопатки. Кайок также установил, что критическая степень турбулентности потока Ти р зависит от числа Рейнольдса. При уменьшении Ке с 1,6-10 до 0,9-10 Гмкр увеличивается от 2,5 до 4,5%. [c.336]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...