Область отрыва замкнутая

Область отрыва может быть как разомкнутой, так и замкнутой в зависимости от интенсивности падающего скачка и характера невозмущенного распределения давлений по поверхности тела. В показанном на рис. 277, а [c.706]

Для этого квазилинейного уравнения имеет место двусторонний принцип максимума [6], согласно которому максимальное и минимальное значения функции со могут достигаться только на границе области. Пусть на границе раздела я ) = 0. Возьмем внутри зоны отрыва замкнутую линию тока г = е и рассмотрим [c.155]

Форма замкнутой области отрыва около двумерной поверхности тонкой пластины является в общем случае клиновидной с присоединением потока на поверхности тупого тела. Внутри области отрыва возникает циркуляционное течение. Область отрыва часто называют застойной зоной, однако этот термин [c.220]

Для определения Мд , и фз в конце замкнутой области отрыва (которые необходимы для расчета внешнего течения и течения в струе) используются следующие уравнения [c.60]

При всех числах Маха в донной области наблюдается замкнутая зона отрывного течения, в которой реализуется возвратное течение согласно классической схеме (два вихря противоположного вращения) при этом разделяющая линия тока близка к прямой линии. Отрыв потока при сверхзвуковых числах М происходит в кормовой части цилиндра, то есть за миделевым сечением. Согласно распределению напряжения трения, при всех числах М течение газа в пограничном слое вплоть до точки отрыва является ламинарным турбулизация течения происходит в слое смещения за точкой отрыва. [c.138]

Течение через внезапное сужение в результате отрыва в угловых точках сопровождается образованием двух вихревых областей Л и (рис. 7.20, б). Отрыв в угловой зоне А объясняется тем, что давление вблизи угла на вертикальной стенке увеличенное и по- граничный слой на участке горизонтальной стенки АД движется против потока, встречается с пограничным слоем на этой стенке и, взаимодействуя с ним, сворачивается в вихрь. Вихрь подсасывает часть пограничного слоя с вертикальной стенки АЕ. Отрыв в зоне Б обусловлен поджатием потока при огибании угловой точки, где возникают положительные градиенты давления. Зона отрыва Б в зависимости от длины суженного участка U может быть замкнутой (при больших li) или разомкнутой. В этом случае также генерируется повышенная турбулентность и происходит частичная диссипация кинетической энергии. Различие между внезапным расширением и сужением заключается прежде всего в том, что в первом случае течение диффузорное, а во втором — конфузорное. Комбинированные каналы (рис. 7.20, в, г) образуют конфузорно-диффу-зорное и диффузорно-конфузорное течения. [c.260]

В действительности сплошное обтекание угла невозможно не доходя до вершины угла, поток отрывается, и образуется замкнутая застойная зона, границу которой можно считать границей свободной струи 0]02 с некоторой постоянной скоростью. Соответствующие изменения в плоскости течения и в области годографа показаны на рис. Ъ, б пунктиром. [c.136]

Типичным примером отрывного течения может служить поперечное обтекание цилиндра, фотография которого, заимствованная из [1], показана на рис. 6-1. В действительности, в кормовой зоне цилиндра имеет место нестационарное турбулентное движение. Тем не менее в среднем оно носит пространственно-упорядоченный характер и поэтому допускает интерпретацию с помощью осредненных замкнутых линий тока. Образование в области течения одной или нескольких зон, ограниченных замкнутыми линиями тока, вообще характерно для всех отрывных течений. Исходя из этого свойства зоной отрыва в дальнейшем будем называть область течения, ограниченную замкнутой линией тока, которая частично совпадает с обтекаемым контуром. Эту линию тока будем называть границей раздела. Данные определения относятся к плоскому случаю, который только и будет здесь рассматриваться. [c.153]

Рассмотрим следующую задачу. В начальный момент времени = О неподвиж ный однородный политропный газ со скоростью звука с = 1 находится вне или внутри некоторой достаточно гладкой, выпуклой замкнутой поверхности 5q. При t = О в газ начинает вдвигаться поршень St с нулевой начальной скоростью и нулевым начальным ускорением (при t = St совпадает с 5о). При этом, в предположении достаточной гладкости движения поршня, от него отрывается поверхность слабого разрыва Rt, движущаяся по покоящемуся газу с единичной нормальной скоростью. Требуется определить движение газа в области трехмерного пространства Ж2, жз, заключенной между поршнем St и поверхностью слабого разрыва Rt. [c.302]

Полное исследование развитых зон отрыва при использовании асимптотических методов связано со значительными трудностями. Однако для простейших течений получены важные результаты. Прандтль [1], а позднее Бэтчелор [46] изучали плоские стационарные области течений несжимаемой жидкости, ограниченные замкнутыми линиями тока при Ке — оо. Они показали, что если расход газа внутри такой зоны по порядку величины больше, чем расход в узких пограничных слоях на границах области, то внутри зоны при Ке - оо существует невязкое течение с постоянным значением завихренности. Для простого частного случая течения с постоянным давлением вдоль границы Бэтчелор определил величину завихренности, используя условия стационарности течения в пограничных слоях. Эти условия обобщаются для неизобарических течений несжимаемой жидкости в работе [47] и для течения сжимаемого газа в работе [42]. [c.255]

Таким образом, на диаграмме механического состояния (см. рис. 7.4) имеются две замкнутые области упругого состояния материала, ограниченная линией /т — перехода в пластическую область и линией 5от — перехода к хрупкому отрыву без пересечения пластической области, т. е. отрыв без предшествующей пластической деформации пластического состояния материала, ограниченная линией /к — разрушения путем среза и линией Sot — не вполне хрупкого разрушения путем отрыва, так как отрыв происходит уже после более или менее значительной пластической деформации, которая оказывает сильное влияние на величину сопротивления отрыву и строение излома. [c.262]

Проблема движения вязкой жидкости вблизи плохо обтекаемого тела представляет одну из наиболее сложных и до сих пор нерешенных проблем нелинейной механики жидкости. Роль конвективных членов, представляющих нелинейность в уравнениях Навье — Стокса, в создании зон замкнутых обратных токов, в явлении неустойчивости этих зон, начиная с некоторого критического рейнольдсова числа обтекания тела, отрыва их от тела и схода в область следа будет, вероятно, еще долго привлекать внимание исследователей. Велико прикладное значение этой проблемы. Такие важные технические задачи, как автоколебания цилиндрических тел в равномерных однородных потоках жидкостей и газов, звучание струн в потоках (эоловы тоны), использование обратных токов в следе за телом для стабилизации пламени в камерах горения, и ряд других близких по своей гидродинамической сущности проблем упираются в необходимость изучения динамических явлений в кормовой области плохо обтекаемых тел. Основная проблема сопротивления движению тел плохо обтекаемой формы в жидкостях и газах при малых и средних значениях рейнольдсовых чисел также остается до сих пор нерешенной. [c.509]

Большой научный и практический интерес имеют исследования срывных зон, образующихся за линиями (точками — в плоском потоке) отрыва пограничного слоя. В некоторых случаях, в зависимости от формы поверхности тела и характера взаимодействия пограничного слоя с внешним потоком, оторвавшийся слой может примкнуть обратно к поверхности тела, образуя замкнутую отрывную зону, в других — сорваться окончательно с поверхности тела, создав за кормой тела область следа . Условия образования той или другой из указанных форм движения, а также структуры попятных вторичных течений в них до сих пор еще не изучены и составляют предмет новых изысканий. [c.518]

Рассмотрим некоторые результаты расчетов пространственного ламинарного пограничного слоя, возникающего при обтекании потоком несжимаемой жидкости эллипсоидов под углом атаки. Ограничимся рассмотрением эллипсоидов вращения и трехосных эллипсоидов под углом атаки. Следует заметить, что физическая картина течения в пограничном слое около эллипсоидов под углом атаки, как показывают эксперименты, довольно сложная. При изменении угла атаки режим течения около эллипсоидов меняется. При нулевом угле атаки существует замкнутая область возвратного течения. При небольших углах атаки течение вблизи зоны отрыва неустойчиво. По мере увеличения угла атаки происходит изменение картины течения. Конечно-разностные методы позволяют построить картину вплоть до зоны отрыва [16, 32—33]. Полная картина течения может быть исследована на основе полных уравнений [c.185]

Диапазон чисел Рейнольдса 10 < Ке < 65 характеризуется наличием замкнутой устойчивой кормовой области с парой симметричных стационарных вихрей (рис. 2.4). Но мере роста Ке вихри удлиняются, а точка отрыва (значение 0 ) смещается от кормовой точки [0 = 0° при Ке = 10) до точки 0 = 72° при Ке = 200 по закону [219] [c.54]

Отрывное обтекание цилиндра при умеренных числах Рейнольдса. При превышении критического значения Ке и 2,5 вблизи кормовой точки возникает область вихревого возвратного течения с замкнутыми линиями тока — происходит отрыв потока [37]. При увеличении числа Рейнольдса точка отрыва постепенно перемещается от оси потока вверх по поверхности цилиндра. Коэффициент сопротивления для отрывного обтекания цилиндра при умеренных числах Рейнольдса можно вычислять с помощью эмпирических формул [219] [c.77]

Критическая длина. В зависимости от отношения длины выреза к глубине отрывное течение в каверне может быгь открытым или замкнутым. Когда это отношение велико, поток присоединяется к поверхности дна. В этом случае существуют две области отрыва, которые Харват назвал замкнутой каверной . Первая область отрыва образуется за уступом, расположенным по потоку, [c.34]

Течение было полностью турбулентным. Как видно из фиг. 25, д, Ь всегда соответствует точке присоединения. Согласно шлирен-фотографи-ям (фиг. 25, а — в), если отношение толщины пограничного слоя к высоте уступа 6/ 1 меньше единицы, то происходит резкое и явно выраженное изменение структуры потока. Однако, если ЫЬ, > 1, каверна открывается внезапно, но замыкается постепенно. Имеется небольшая область гистерезиса, и если Ь уменьшать постепенно, то область отрыва остается замкнутой более продолжительное время и наоборот. При переходе от замкнутой к открытой каверне течение в ней было неустойчивым. [c.34]

Достаточно хорошо известно, что в областях присоединения оторвавшегося от твердой поверхности сверхзвукового двумерного и осесимметричного потока возможно появление узких областей-пиков теплового потока, намного превышаюш его тепловой поток на окрестной части поверхности. Область отрыва в двумерных течениях представляет собой замкнутую область циркуляционного течения в области присоединения к твердой поверхности подходит разделяюш ая поверхность тока и течение сходно со струей, встречающейся с твердой поверхностью. В трехмерных отрывных течениях на циркуляционное течение накладывается продольное течение (направление которого не изменяется) и вместо замкнутой области образуется незамкнутая область винтового течения. В трехмерных отрывных течениях пики теплового потока экспериментально обнаружены недавно и влияние на их появление параметров Мс , Кеоо, формы и угла атаки тела изучено еще недостаточно. Вместе с тем пики теплового потока представляют большую опасность для летательных аппаратов, так как по величине они могут на порядок превосходить тепловой поток к окрестной части подветренной поверхности и достигать величин, характерных для наветренной поверхности, поэтому изучение возможностей их уменьшения весьма актуально. [c.272]

Наконец, можно отметить еще многочисленные другие стороны явления отрыва турбулентного пограничного слоя его специфическую нестационарность, способствующую размыву области отрыва, возможность последующего за отрывом обратного прилипания пограничного слоя к пов-ерхиости тела, сопровождающегося образованием замкнутых отрывных областей, иногда трактующихся как скользящий по поверхности тела отрыв, и др. [c.765]

Отошедшие от поверхности вследствие отрыва слоя вогнутые линии тока образуют зону, аналогичнуьэ рассмотренной в задаче гл. VI о течении газа во внутренней зоне тупого угла в этой зоне возникает система скачков, обверткой которых служит косой скачок II, играющий во внешнем потоке роль отраженного скачка. Основание этого скачка находится вблизи точки отрыва слоя S. Область отрыва может быть как разомкнутой, так и замкнутой в зависимости от интенсивности падающего скачка и характера невозмущенного распределения давлений по поверхности тела. В показанном на рисунке случае оторвавшийся пограничный слой поджимается обратно к поверхности тела в точке Т, отрывная область замыкается, а образующиеся внутри нее возмущения, если пограничный слой не был еще турбулентным, служат причиной возникновения перехода ламинарного слоя в турбулентный. [c.846]

Местные потери энергии обусловлены так называе-иыми местными гидравлическими сопротивлениями, т. е. местными изменениями формы и ])азмера русла, вызываюп(ими деформацию потока. При протекаиии кидкости через местнгле сонротивления изменяется ее скорость и обычно возникают крупные вихри. Последние образуются за местом отрыва потока от стеиок и представляют собой области, в которых частицы жидкости движутся в основном но замкнутым кривым или близким к ним траекториям. [c.48]

В действительности, однако, все эти заключения имеют лишь весьма ограниченную применимость. Дело в том, что приведенное выше доказательство сохранения равенства rotv = 0 вдоль линии тока, строго говоря, неприменимо для линии, проходящей вдоль поверхности обтекаемого жидкостью твердого тела, уже просто потому, что ввиду наличия стенки нельзя провести в жидкости замкнутый контур, который охватывал бы собой такую линию тока. С этим обстоятельством связан тот факт, что уравнения движения идеальной жидкости допускают решения, в которых на поверхности обтекаемого жидкостью твердого тела происходит, как говорят, отрыв струй линии тока, следовавшие вдоль поверхности, в некотором месте отрываются от нее, уходя в глубь жидкости. В результате возникает картина течения, характеризующаяся наличием отходящей от тела поверхности тангенциального разрыва , на которой скорость жидкости (будучи направлена в каждой точке по касательной к поверхности) терпит разрыв непрерывности. Другими словами, вдоль этой поверхности один слой жидкости как бы скользит по другому (на рис. 1 изображено обтекание с поверхностью разрыва, отделяющей движущуюся жидкость от образующейся позади тела застойной области неподвижной жидкости). С математической точки зрения скачок тангенциальной составляющей скорости представляет собой, как известно, поверхностный ротор скорости. [c.33]

Таким образом, при достаточно большой скорости поток, обтекающий твердое тело с резко меняющимся профилем, можно условно разделить на две статистически устойчивые области течения (рис. 5.15). Границей между ними можно назначить линию тока а—а, проходящую через точку отрыва А. Ниже линии а—а располагается область отрывного течения — область АВСО. Внутри этой области осреднениые во времени линии тока представляют собой замкнутые кривые движение в целом носит циркуляционный характер. В верхней части области отрывного течения направление векторов скорости совпадает с направлением движения невозмущенного потока, в нижней ее части жидкость или газ перемещается в обратном направлении. Выще линии тока а—а располагается невозмущенный поток, который можно считать безвихревым, или потенциальным. Так как в потенциальном потоке перенос количества движения поперек линий отсутствует (см. гл. 2), то любую линию тока можно условно заменить твердой границей. Напомним, что и в том и другом случае частная производная скорости по нормали к линии тока равна нулю, т. е. дп1дп = 0. Предполагая, что твердая граница совпадает с линией тока а—о, получим картину обтекания потенциальным потоком твердого тела АВСО. [c.250]

Утолщение ламинарного пограничного слоя на лбу крылового профиля приводит к раннему отрыву в области передней кромки, где слой ламинарен и легко под действием обратного перепада давления отрывается. В этом случае, если наблюдение производится в малотурбулентных трубах или в натурных условиях полета в малотурбулентной атмосфере, вероятно образование пузыря отрыва, т. е. замкнутой отрывной области, которая, расширяясь с возрастанием угла атаки, превратится в полный разомкнутый срыв потока с поверхности крыла, приводящий к тому резкому нарушению циркуляции [c.542]

Для случая малых упругопластических деформаций в работе [42] проведен приближенный анализ напряженного состояния в наименьшем сечении цилиндрического растягиваемого образца с кольцевой гиперболической выточкой (рис. 3.34). Три сплошные кривые соответствуют упругому напряженному состоянию в момент появления пластических деформаций в вершине надреза. Штриховые линии показывают осевые напряжения в пластической области для стадии упругопластнческого деформирования образца (ОС — зона упругих деформаций СМ — пластическая зона). Таким образом, предположение о полном выравнивании напряжений после прохождения пластической деформации (справедливое для тонкого надрезанного образца при плоском напряженном состоянии) является необоснованным для трехосного напряженного состояния, имеющего место в случае цилиндрического (или достаточно толстого плоского) надрезанного образца, даже для идеального упругопластичного материала. Исходя из того, что в центральной зоне надрезанного образца создается трехосное напряженное состояние растяжения, испытание образцов с глубокими кольцевыми надрезами было рекомендовано для определения сопротивления отрыву [42]. Основанные на предположении о малости пластических деформаций решение и метод определения сопротивления отрыву [42] справедливы в том случае, если при испытании образца с кольцевой выточкой не образуется замкнутая пластическая зона (при образовании такой зоны пластические деформации резко возрастают). Замкнутая пластическая зона не образуется у малопластичных материалов. [c.152]

Работы второй группы основываются на использовании теории турбулентности Кармана или Прандтля. Кроме того, обычно задаются профилем напряжения трения или скорости поперек пограничного слоя (например, в виде полинома, коэффициенты которого определяются из граничных условий на стенке и на внешней границе пограничного слоя). Получаемые таким образом соотношения вместе с уравнением движения образуют замкнутую систему, позволяюгцую определить все необходимые величины. Основные недостатки работ этой группы связаны с недостатками теории турбулентности. Прежде всего во всех работах используется понятие ламинарного подслоя, введенное, строго говоря, только для потоков без градиента давления. При сверхзвуковых скоростях и размерах моделей, с которыми обычно имеют дело, понятие ламинарного подслоя в ряде случаев теряет всякий смысл, так как толгцина ламинарного подслоя может оказаться меньшей, чем шероховатости на поверхности модели. Наконец, как показывают все эксперименты, используемые зависимости для пути смегцения (но Карману или по Прандтлю) не справедливы в области больших положительных градиентов давления, т.е. в области, близкой к отрыву. [c.133]

Хотя решения с локальными рециркуляционными зонами построены численно для целого ряда задач трехпалубной асимптотической теории свободного взаимодействия [85, 86, 91], существование стационарных решений при увеличении параметра подобия, характеризующего интенсивность вызывающего отрыв внешнего возмущения, подвергается сомнению [85, 262]. Отличительное свойство приводимого ниже асимптотического решения уравнений Навье-Стокса с замкнутой срывной областью состоит в том, что оно распадается на стационарную часть внизу по потоку (в окрестности присоединения) и на нестационарную часть, распространяющуюся в виде волны отрыва вверх по потоку. Структура возмущенного поля течения дает содержательный пример, когда известные ранее решения локальных задач с эффектом взаимодействия [255, 209, 256] непрерывно переходят друг в друга, являясь составными элементами полного решения. [c.39]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...