Линия отрыва пограничного

Линия отрыва пограничного слоя 434 [c.459]

На фиг. 10—2 показана фотография вихревого течения,, возникающего в кормовой области цилиндра за линией отрыва пограничного слоя. [c.195]

Минимальное значение а соответствует линии отрыва пограничного слоя от цилиндра. [c.245]

Работа посвящена изучению фундаментальных свойств нового типа взаимодействия ударных волн с пограничным слоем в конических течениях - несвободного взаимодействия, обнаруженного в [1, 2]. Сущность этого типа взаимодействия состоит в том, что возникающая линия отрыва пограничного слоя в тех же условиях при свободном взаимодействии распространилась бы вверх по потоку за пределы передней кромки. Другими словами, при несвободном взаимодействии передняя кромка препятствует распространению линии отрыва вверх по потоку. Свойства стационарного явления несвободного взаимодействия, осуществляющегося в окрестности передних кромок летательных аппаратов пространственной формы при отрыве пограничного слоя, вызванного ударными волнами, не изучены. Это явление реализуется также в течениях с интерференцией, в воздухозаборниках и т.д. [c.57]

В [1,2] были проведены оптические исследования и измерения давления в возмущенной области при свободном и несвободном взаимодействиях косых скачков уплотнения С, генерируемых вертикальной гранью А прямого двугранного угла, установленной под углом а к набегающему потоку, с пограничным слоем на его горизонтальной грани В - пластине со скольжением (фиг. 1). Результаты оптических исследований течения в плоскости D, перпендикулярной ударной волне С, позволили заключить, что при увеличении угла стреловидности е передней кромки горизонтальной пластины вплоть до ее совпадения с линией отрыва пограничного слоя геометрические характеристики области отрыва и наклон косого скачка уплотнения над ней совпадают с таковыми при свободном взаимодействии ударной волны с турбулентным пограничным слоем [3-5]. [c.57]

Вертикальной чертой (фиг. 2), соединенной в некоторых случаях горизонтальным отрезком прямой с соответствующей темной точкой, показано положение передней кромки горизонтальной пластины относительно линии отрыва пограничного слоя. Если черта проходит через какую-либо темную точку, это означает, что при указанных экспериментальных значениях углов а и е, согласно расчетным величинам угла ф(а) (1.1), имеет место несвободное взаимодействие. В [1, 2] подобное обозначение употреблялось, когда положение экспериментальных точек на фиг. 2 определялось только с использованием данных оптического метода исследований [6]. В этом случае точность обработки данных (менее 0.5°) на фотоснимках возмущенного течения в плоскости О, перпендикулярной падающей ударной волне (фиг. 1), не позволяла разделить положение передней кромки и линии отрыва, след от которой на теневом снимке полагался расположенным под основанием косого скачка уплотнения над областью отрыва. [c.59]

В целом результаты экспериментов свидетельствуют, что при увеличении угла е вплоть до совпадения передней кромки горизонтальной пластины с линией отрыва пограничного слоя, положение линий отрыва и присоединения потока (фиг. 2, точки 1-3,5), величины угла наклона косого скачка уплотнения над областью отрыва (фиг. 8) и плато давления (фиг. 9) совпадают с их значениями при свободном взаимодействии ударной волны с турбулентным пограничным слоем [3, 5]. [c.65]

Экстраполяция прямых (2.2) - (2.4) в сторону кривой 0°(/ ,) показывает, что максимальное отличие абсцисс их точек пересечения от величин интенсивности падающего скачка уплотнения (рДе) = 3.43 4.17 5.03 для е = 46, 41, 36°), при которых расчетное (в соответствии с (1.1)) положение линии отрыва пограничного слоя совпадает с передней кромкой горизонтальной пластины (переход от свободного к несвободному взаимодействию), составляет не более 2%. [c.66]

Заключение. В широком диапазоне изменения определяющих параметров с использованием различных методов проведено экспериментальное исследование свободного и несвободного взаимодействий косых скачков уплотнения, генерируемых вертикальной гранью прямого двугранного угла, с пограничным слоем в окрестности острой передней кромки горизонтальной грани - пластины со скольжением при числе Маха невозмущенного потока М = 3.04 и единичном числе Рейнольдса Re = 10 м . Для различной интенсивности падающей ударной волны установлено, что при увеличении угла стреловидности передней кромки горизонтальной пластины, установленной по потоку, вплоть до величин, когда осуществляется ее совпадение с линией отрыва пограничного слоя, геометрические характеристики области отрыва, наклон косого скачка уплотнения над областью отрыва и величина плато давления практически совпадают с их значениями при свободном взаимодействии ударной волны с турбулентным пограничным слоем в конических течениях. [c.68]

Для различных значений интенсивности р, падающей ударной волны установлено, что при увеличении угла стреловидности е передней кромки горизонтальной пластины, установленной по потоку, вплоть до величин, когда осуществляется совпадение передней кромки с линией отрыва пограничного слоя, геометрические характеристики области отрыва ф и у, наклон косого скачка уплотнения над областью отрыва б, и величина "плато" давления Рр практически совпадают с их значениями при "свободном" взаимодействии ударной волны с турбулентным пограничным слоем в конических течениях [4-6]. При "несвободном" взаимодействии продолжает вьшолняться фундаментальное свойство отрывных течений турбулентного пограничного слоя -совпадение величин давления "плато" рр и давления за косым скачком уплотнения над областью отрыва, хотя линия отрыва располагается непосредственно у острой передней кромки, где имеет место ламинарный пограничный слой. [c.66]

В целом представленные экспериментальные данные подтверждают вывод о том [2], что, как на режимах течения с близким расположением линии отрыва пограничного слоя к передней кромке ("свободное" взаимодействие), так и на режимах, соответствующих "несвободному" взаимодействию, возмущенное течение носит стационарный характер и за исключением эффектов, обусловленных явлением перехода в пограничном слое, является коническим. Таким образом, следует ожидать, что разрушение конического течения около пространственных тел с присоединенными ударными волнами на острых передних кромках, наблюдающееся при "выходе" линии отрыва на переднюю кромку [11, 12], есть следствие реализации "несвободного" взаимодействия в условиях ударного слоя. [c.76]

При описании явления отрыва ( 35) уже было указано, что реальное положение линии отрыва на поверхности обтекаемого тела определяется свойствами движения в пограничном слое. Мы увидим ниже, что в математическом отношении линия отрыва есть линия, точки которой являются особыми точками решений уравнений движения в пограничном слое (уравнений Прандтля). Задача состоит в том, чтобы определить свойства этих решений вблизи такой особой линии ). [c.231]

От линии отрыва отходит, как мы знаем, уходящая в глубь жидкости поверхность, ограничивающая область турбулентного движения. Движение во всей турбулентной области является вихревым, между тем как при отсутствии отрыва оно было бы вихревым лишь в пограничном слое, где существенна вязкость жидкости, а в основном потоке ротор скорости отсутствовал бы. Поэтому можно сказать, что при отрыве происходит проникновение ротора скорости из пограничного слоя в глубь жидкости. Но в силу закона сохранения циркуляции скорости такое проникновение может произойти только путем непосредственного перемещения движущейся вблизи поверхности тела (в пограничном слое) жидкости в глубь основного потока. Другими словами, должен произойти как бы отрыв течения в пограничном слое от поверхности тела, в результате чего линии тока выходят из пристеночного слоя в глубь жидкости. (Поэтому и называют это явление отрывом или отрывом пограничного слоя.) [c.231]

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]

Но в уравнениях Прандтля скорость Vy является своего рода вспомогательной величиной, которой при исследовании движения в пограничном слое обычно не интересуются (в свя,зи с ее малостью). Поэтому желательно выяснить, какими свойствами обладает вблизи линии отрыва функция Vx. [c.232]

Картина обтекания при больших R (о которых только и идет речь ниже) выглядит, как уже говорилось, следующим образом. Во всем основном объеме жидкости (т. е, везде, за исключением пограничного слоя, которым мы здесь не интересуемся) жидкость может рассматриваться как идеальная, причем ее движение является потенциальным везде, кроме области турбулентного следа. Размеры — ширина — следа зависят от положения линии отрыва на поверхности обтекаемого тела. При этом существенно, что хотя это положение и определяется свойствами пограничного слоя, но в результате оказывается, как было отмечено в 40, не зависящим от числа Рейнольдса. Таким образом, мы можем сказать, что вся картина обтекания при больших числах Рейнольдса практически не зависит от вязкости, т, е., другими [c.254]

Турбулизация пограничного слоя существенно сказывается на всей картине течения в основном потоке она приводит к заметному смещению линии отрыва вниз по течению жидкости, так что турбулентный след за телом сужается (как это изображено [c.255]

Специфический эффект, возникающий при обтекании тел большой кривизны потоком жидкости с достаточно большой скоростью, при котором наблюдается возвратное течение жидкости и линии тока выходят из пристенного с/оя в глубь жидкости, называют отрывом пограничного слоя. [c.432]

Рис. 7.9.6. Схема отрыва пограничного слоя а — обтекание тела с отрывом, б линии тока вблизи точки отрыва, в—распределение скорости вблизи точки отрыва

Обтекание твердых тел при больших числах Рейнольдса происходит с отрывом пограничного слоя, который, как и у труб (гл. IV, 6), образуется вследствие вязкости жидкости. На рис. 73, б схематично представлена картина обтекания шарового профиля. Скорость частиц жидкости на линии тока, проходящей в бесконечности через центр шара, по мере приближения к нему уменьшается от о = Уоо в бесконечности до нуля в точке 1. Закон распределения скоростей по поверхности профиля для невязкой жидкости — синусоидальный [16], т. е. в точках 3 и 4 скорость будет максимальной, а в точке 2, как и в точке 1, равной нулю. Вследствие этого по закону Бернулли соответствующим образом по профилю распределится и давление в точках 3 ш4 оно будет минимальным, а в точках 1 и 2 — максимальным. [c.123]

Отрыв нограничного слоя. При течениях в расширяющихся каналах и при обтекании выпуклых тел движение может происходить в направлении нарастающего давления, т.е. с положительным градиентом. Это может привести к отрыву пограничного слоя, т.е. к резкому отклонению линий тока от твердой поверхности и образованию возвратного течения в циркуляционных зонах. Теория пограничного слоя применима только до точки отрыва, условие образования которого может быть записано в виде [c.42]

Линии тока, отошедшие от поверхности тела вследствие отрыва, образуют зону течения газа, аналогичную рассмотренному в гл. VI течению внутри тупого угла. В этой зоне возникает система косых скачков, обверткой которых служит скачок II с криволинейным вблизи тела фронтом. Этот скачок играет роль отраженного скачка, основание которого расположено вблизи точки отрыва пограничного слоя 8. [c.706]

В ряде важных задач вследствие отрыва пограничного слоя за обтекаемым телом создаются зоны с замкнутыми линиями тока и отличной от нуля завихренностью (рис. 8). Причина этого прежняя — граничные условия прилипания. Потенциальное (безвихревое) движение всегда удовлетворяет уравнению Навье—Стокса, ибо если скорость V является градиентом гармонической функции ф, то очевидно, что ДУ = О, и тогда достаточно [c.39]

Фиг. 36. Поверхностные линии тока и сбегающие вихри прп отрыве пограничного слоя перед цилиндрической стойкой [35].

В трехмерном потоке присоединение столь же существенно, как и отрыв, и из уравнения неразрывности можно ожидать, что в общем случае присоединение и отрыв имеют место вдоль некоторых линий на поверхности (хотя эти линии могут вырождаться в точку). Пограничный слой начинает развиваться от линии присоединения и продолжается до линии отрыва. [c.112]

Наглядным примером трехмерного течения может служить-обтекание кругового конуса под углом атаки. В экспериментах с конусами с полууглами при вершине 7,5, 12,5 и 40°, проведенных в водяной трубе при значении числа Рейнольдса 2,7 -10, вычисленного по длине конуса, был обеспечен ламинарный характер течения внутри пограничного слоя, оторвавшейся вихревой поверхности и ядра завихренности и измерены распределение давления, положение и интенсивность вихрей и угловая координата линий отрыва и присоединения [24]. [c.127]

Джонстон [86] распространил теорию Ротта [5] двумерного турбулентного пограничного слоя на случай пространственного течения в закрученном пограничном слое, обладающего плоскостью симметрии. Хотя применимость этого метода ограничена, он с успехом используется для определения положения линии отрыва трехмерного потока. [c.193]

Угол стреловидности передней кромки составлял от 75,7 до 60,2°. Во всех исследованных случаях происходил отрыв ламинарного пограничного слоя, и образующийся на линии отрыва вихревой слой в большинстве случаев свертывался в вихрь. С увеличением угла стреловидности передней кромки интенсивность вихря уменьшалась. Внутрь от линии отрыва в течении преобладали один или более вихрей, образованных оторвавшимся слоем, и поле течения отличалось от ко [c.163]

Кавитация может влиять на сопротивление формы вследствие изменения течения около погруженного тела, вызывающего изменение распределения давления и проекции сил, действующих на тело в направлении течения. Одно из проявлений такого влияния состоит в том, что слабая кавитация, например, сразу же после ее возникновения может вызвать переход ламинарного пограничного слоя на плохо обтекаемом теле в турбулентное и смещение точки отрыва пограничного слоя. Линии тока основного течения сдвинутся вследствие уменьшения зоны отрыва, и распределение давления по поверхности тела изменится. Другое проявление влияния кавитации заключается в том, что большая зона кавитации, например, на теле, образующая которого совпадает с линией тока, непосредственно изменяет линии тока основного течения как вследствие смещения линий тока при высокой концентрации перемещающихся каверн, так и вследствие образования присоединенной каверны. В результате смещения линий тока основного течения изменится распределение давления [c.321]

Наряду с указанными выше пилообразными колебаниями в рассматриваемом аэродинамическом генераторе колебаний были также получены колебания прямоугольной формы. Для получения таких колебаний оказалось нужным лишь ввести дополнительно приемный канал 5 (рис. 14.14, а). При отрыве пограничного слоя от стенки и изменении направления потока на направление, показанное пунктирными линиями, в этом канале скачком устанавливается давление по возвращении потока к стенке также скачком избыточное давление падает до нуля. Колебания давления в приемном канале имеют при этом такой вид, как представлено на рис. 14.14,6. [c.162]

Отметим ещё то обстоятельство, что при заданном распределении давления место отрыва слоя определяется однозначно и, следовательно, не зависит от числа Рейнольдса, если только последнее не скажется на распределении давления в окружающем потоке. Напротив, угол, под которым линия отрыва слоя M N (рис. 172) наклонена к контуру АКВ, будет тем меньше, чем больше число Рейнольдса. В самом деле, мы знаем, что при увеличении числа Рейнольдса R толщина пограничного слоя изменяется обратно пропорционально корню квадратному из числа Рейнольдса также будет изменяться и угол NM B. В пределе при безграничном увеличении числа Рейнольдса толщина пограничного слоя обратится в нуль, место отрыва слоя останется без изменения, и срыв вихрей будет происходить по линии, касательной к контуру. [c.590]

Это легко понять из физических соображений. В самом деле, уравнения погра ничного слоя получены из уравнений Навье-Стокса при совершении предельного перехода (4.52) и при определенных предположениях о масштабах продольной скорости, давления и наклона струек тока. Но эти предположения обязаны выполняться и за точкой отрыва. Если предположить, что давление там по порядку больше, чем г , то линии тока пограничного слоя не смогут проникнуть за точку отрыва, так как на них М = 0(1), а тогда полное давление имеет порядок Предположение о меньших, чем г , порядках давления и толщины вязкой области течения, меньшей г, не позволяет сохранить порядок расхода газа. [c.154]

Видно, что выше значения Ве г 1 аналитическое описание поля течения усложняется. Становятся существенными инерционные силы, и при Ве 10 происходит отрыв пограничного слоя ) линии тока скручиваются и образуют стационарное вихревое кольцо у кормовой части сферы. Дальнейшее возрастание числа Ве приводит к увеличению размеров и интенсивности вихря. При Ве 100 систе.ма вихрен распространяется за сферой на расстояние около одного диаметра [7801. Влияние инерционных сил продол кает расти, п при Ве 1-50 систе.ма вихрей начинает колебаться. В ла.минарнодг потоке при Ве р 500 систе.ма вихрей отделяется от тела и образует след [822]. Это число Рейнольдса называется нгпкним критическим чпс,лоы Рейнольдса. Вихревые тсольца непрерывно образуются и отделяются от сферы, вызывая периодические изменения поля течения и мгновенной величины силы сопротивления. Линия отрыва пограничного слоя на сфере перемещается, что приводит также к флуктуация.м силы трения. [c.32]

Чтобы понять причину отмеченного явления резкого уменьшения сопротивления шара, обратимся к рассмотрению кривых распределения давлений по его поверхности (рис. 226). Из этих кривых следует, что уменьшение сопротивления шара связано с коренной перестройкой всего окружающего потока. Наблюдаемое вблизи Не==Ке1ф резкое возрастание максимального разрежения, смещение вниз по потоку линий минимума давления М и линий отрыва пограничного слоя 5 говорит об улучшении обтекания шара. Это объясняет уменьшение коэффищ1ента сопротивления, так как при лучшем охвате поверхности шара потоком распределение давлений как бы приближается к тому идеальному (на рис. 226 показанном штрихами), при котором, согласно парадоксу Даламбера, сопротивление должно равняться нулю. [c.682]

Такой ход силы сопротивления не может, однако, продолжаться до сколь угодно больших чисел Рейнольдса. Дело в том, что при достаточно больших R ламинарный пограничный слой (на поверхности тела до линии отрыва) делается неустойчивым и турбулизуется. При этом турбулизуется не весь пограничный слой, а лишь некоторая его часть. Вся поверхность тела может быть разделена, таким образом, на три части на передней имеется ламинарный пограничный слой, затем идет область турбулентного слоя и, наконец, область за линией отрыва. [c.255]

Что касается распределения температуры в основном объеме жидкости, то легко видеть, что при обтекании нагретого тела (при больших R) нагревание жидкости будет происходить практически только в области следа, между тем как вне следа температура жидкости не изменится. Действительно, при очень больших R процессы теплопроводности в основном потоке не играют практически никакой роли. Поэтому температура изменится только в тех местах пространства, в которые попадает при своем движении нагретая в пограничном слое жидкость. Но мы знаем (см. 35), что из пограничного слоя линии тока выходят в область основного потока только за линией отрыва, где они попадают в область турбулентного следа. Из области же следа линии тока в окружающее пространство уже не выходят. Таким образом, текущая мимо поверхности нагретого тела в пограничном слое жидкость попадает целиком в область следа, в котором и остается. Мы видим, что тепло оказывается распреде-лсгг[1ым в тех же областях, в которых имеется отличная от нуля завихренность. [c.296]

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]

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]

Таким образом были заложены основы аэродинамики крыла бесконечного размаха. Почти одновременно с разработкой этой теории были предприняты исследования в теории крыла конечного размаха. Одной из первых работ, в которой для построения течения около крыла использовалась вихревая схема, был трактат Ф, Ланчестера, опубликованный в 1907 г. [43]. В 1910 г. Чаплыгин предложил вихревую схему крыла, а в 1913 г. на основе замены крыла П-образным вихрем дал метод расчета индуктивного сопротивления крыла. Аналогичная идея была использована Л. Прапдтлем, опубликовавшим теорию несущей линии [44], пригодную для расчета индуктивного сопротивления крыла достаточно большого удлинения. Ему же принадлежат важные для последующего развития аэродинамики результаты в теории пограничного слоя (1904 г.), в том числе объяснение сопротивления формы при обтекании тела с отрывом пограничного слоя от его поверхности [45]. [c.288]

Рис. 4. Схема трёхмерного отрывного течения L - поверхность летательного аппарата С — цилиндрический выступ, П. с.— плоскость симметрии б — толщина пограничного слоя I — — ударные волны 9 — граница области отрывного течения 5 — линии отрыва течения от поверхности летательного аппарата е — линии растекания д — зоны повышенных тепловых пото- ков (заштрихованы).

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

В 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]

Более слабые возмущения течения, возникающие при (5 <С хотя и могут вызы-вать в потоке большие локальные градиенты давления, не могут приводить к отрыву пограничного слоя. Формальное решение внешней задачи ( ] 1) для не слишком малых 5 сохраняет вид (6.204)-(6.205). Однако всюду вплоть до поверхности тела возмущения скорости становятся малыми по сравнению с невозмущенной скоростью /д на той же линии тока. Поэтому уравнения для вязкого подслоя допускают линеа ризацию. Решение этой задачи получается из решения (6.208)-(6.2П) при А. ,, <С 1 и существенного интереса не представляет. [c.305]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...