Число рейнольдсово пограничного слоя

Число рейнольдсово пограничного слоя 670 [c.904]

Как показывают опыты, сопротивление давлений хорошо обтекаемого крылового профиля при наличии на его поверхности полностью ламинарного или полностью турбулентного пограничного слоя убывает с ростом рейнольдсова числа, что и естественно, так как при возрастании рейнольдсова числа толщина пограничного слоя уменьшается и внешний поток приближается к безвихревому обтеканию профиля идеальной жидкостью. [c.616]

Динамика вязкой жидкости при больших рейнольдсовых числах. Ламинарный пограничный слой в несжимаемой жидкости......................516 [c.507]

Таким образом, рассматриваемая теория турбулентности хотя и оперирует со статистическими характеристиками, по своей сути является полуэмпирической, причем включающей большее по сравнению с теорией Прандтля—Буссинеска число эмпирических констант. Однако, несмотря на сравнительную сложность и необходимость привлечения обширных опытных данных по статистическим характеристикам, она лишена весьма принципиальных недостатков теории пути смешения, перечисленных выше. Что же касается эмпирических коэффициентов, то при современном уровне развития аэродинамического эксперимента их. определение не составляет большого труда. При этом их достоинством является универсальность для различных пристенных течений. Наконец, следует отметить, что рассматриваемую теорию не следует противопоставлять феноменологической теории Прандтля. Можно легко показать, в частности, что из уравнений для вторых моментов получается выражение для касательных рейнольдсовых напряжений с точностью до константы, совпадающее с соотношением Прандтля (1-8-41). Для этого достаточно в уравнениях (1-8-61) для стационарного полностью развитого течения типа пограничного слоя отбросить диффузионные члены и поло- [c.67]

Полученное равенство выражает общий для всех плоских, стационарных ламинарных пограничных слоев закон изменения их относительных толщин обратно пропорционально корню квадратному из рейнольдсова числа потока. Это — первое основное свойство ламинарного пограничного слоя. [c.442]

Подчеркнем, что здесь идет речь об изменении порядка толщин пограничного слоя в результате общего для всех сечений пограничного слоя изменения рейнольдсова числа потока, а не изменения толщин вдоль поверхности тела при фиксированном рейнольдсовом числе. [c.442]

При наличии отрыва пограничного слоя обтекание тела перестает быть плавным. Область пограничного слоя, включая сюда сорвавшийся слой и аэродинамический след, несмотря на большие значения рейнольдсова числа, уже не тонка, и изложенная теория теряет силу. [c.448]

На рис. 202 приведены кривые влияния интенсивности турбулентности внешнего потока е на местное рейнольдсово число Re = U ox/v, составленное для абсцисс точек, отделяющих ламинарный участок пограничного слоя на продольно обтекаемой пластине от переходной области и области развитого турбулентного движения в пограничном слое. Как можно судить по этим кривым, при интенсивности турбулентности внешнего потока, не превосходящей 0,1%, границы ламинарного и турбулентного участков пограничного слоя не зависят от интенсивности турбулентности внешнего потока. [c.533]

В частности, явлением кризиса обтекания объясняется наблюдаемый факт резкого различия между максимальными значениями с щах коэффициента подъемной силы крыла, полученными при лабораторных исследованиях в аэродинамических трубах (сравнительно малые рейнольдсовы числа) и на самолете (большие рейнольдсовы числа). Известно, что коэффициент подъемной силы Су растет с углом атаки а до некоторого критического значения акр, при котором достигает своего максимального значения (рис. 213). Отход Су от линейной зависимости от а объясняется утолщением пограничного слоя в кормовой (диффузорной части) слоя и тем самым усилением обратного влияния пограничного слоя на внешний безвихревой поток. Это влияние приводит к значительному искажению внешнего потока и тем самым к нарушению теоретически предсказываемой в значительно более широком интервале углов атаки линейности зависимости с у (а). [c.542]

Полуэмпирическая формула Кармана представляет неявную зависимость между местным коэффициентом сопротивления и рейнольдсовым числом Ре, что для вычислений представляет некоторое неудобство. В связи с этим появились эмпирические методы расчета турбулентного пограничного слоя на пластине и раньше всех основанный на применении закона одной седьмой для профиля скоростей и одной пятой [см. далее формулу (163)] для сопротивления. Изложим простой эмпирический метод, охватывающий широкий диапазон рейнольдсовых чисел. [c.601]

Пограничный слой не только управляется внешним потоком, но и оказывает на него обратное влияние. Строго говоря, даже нельзя задавать наперед распределение давлений или скоростей во внешнем потоке, так как это распределение в свою очередь зависит от развития пограничного слоя, а следовательно, является функцией рейнольдсова числа, шероховатости поверхности и других факторов однако практически, если тело обтекается без срывов и рейнольдсовы числа достаточно велики, то пренебрежение обратным влиянием пограничного слоя на распределение давлений и скоростей во внешнем потоке оказывается допустимым. Обратное влияние пограничного слоя на внешнее обтекание проявляется особенно сильно на участках пограничного слоя, где слой наиболее толст, например вблизи точки отрыва. [c.616]

Если движение газа происходит при малых значениях рейнольдсова числа ), то теряется само представление о пограничном слое. Можно сказать, что пограничный слой становится сравнимым по толщине с потоком в целом (б Ь), [и тогда, в отличие от только что составленной формулы для отношения 1/6 при больших рейнольдсовых числах, при малых значениях Ре со будет [c.654]

Остановимся на рассмотрении турбулентного пограничного слоя на продольно обтекаемой газом гладкой пластине. Довольствуясь сначала случаем теплоизолированной пластины и оставляя в стороне вопрос о форме профилей скорости и температуры в сечениях слоя, поставим себе целью составление эмпирической формулы зависимости коэффициента местного сопротивления с от местного рейнольдсова числа Ре - Для этого используем известные эмпирические связи между f и Ре в изотермическом движении несжимаемой жидкости. В отличие от этого движения, где константы р и р одинаковы во всем потоке, в рассматриваемом случае величины р и р меняются в зависимости от изменения температуры по сечению слоя. Принимать р и р соответствующими температуре Гк> набегающего потока нет никаких оснований, так как, очевидно, вблизи поверхности пластины газ имеет температуру Т ,, при больших Мос значительно превосходящую Г, . Относить р и р к температуре поверхно- [c.716]

Некоторых упрощений в расчетах тепломассопереноса в турбулентном пограничном слое в газовом потоке больших скоростей можно добиться, пренебрегая влиянием рейнольдсова числа или учитывая это влияние ступенчато в каждом данном интервале рейнольдсовых чисел как одинаковое во всем ин- [c.726]

То же относится и к скоростям. Продольные, параллельные поверхности тела скорости имеют тот же порядок, что и скорости внешнего потенциального потока, достигаемые вблизи внешней границы пограничного слоя. Поэтому за масштаб продольных скоростей можно принять хотя бы скорость набегающего потока. Совершенно иначе обстоит дело с поперечными, нормальными к поверхности тела скоростями. В тонком пограничном слое, в силу непроницаемости поверхности тела, поперечные скорости так же малы по сравнению с продольными скоростями, как поперечные размеры слоя по сравнению с продольными. Желая, скажем, на одном графике показать кривые продольных и поперечных скоростей, придется для последних принять особый масштаб, убывающий вместе с толщиной пограничного слоя при возрастании рейнольдсова числа. Оговоримся, что в приведенном рассуждении терминам толщина и внешняя граница пограничного слоя не придается определенного геометрического количественно о смысла. Эти понятия имеют лишь качественный смысл, как характеристики порядка поперечного размера области, где скорости от нулевого значения на стенке изменяются до величин порядка скоростей внешнего потока. Так, например, под толщиной пограничного слоя можно подразумевать такое расстояние от стенки, на котором скорость будет отличаться от скорости внешнего потока на 1%. [c.522]

Отсюда следует закон убывания масштабов толщин и поперечных скоростей в пограничном слое с возрастанием рейнольдсова числа поперечные размеры и скорости в пограничном слое изменяются обратно пропорционально корню квадратному из рейнольдсова числа. Это соотношение прекрасно подтверждается опытом. [c.526]

Можно провести некоторую аналогию между явлением перехода ламинарного движения в турбулентное в трубе и переходом ламинарного пограничного слоя в турбулентный на крыле. Если грубо качественно сопоставлять скорость на внешней границе пограничного слоя со скоростью на оси трубы, а толщину пограничного слоя с радиусом трубы, то следует ввести в рассмотрение рейнольдсово число пограничного слоя [c.584]

При Н меньших 1,5-10 во всех рассмотренных трубах на поверхности шара происходит отрыв ламинарного пограничного слоя, переходящего в турбулентный где-то вне шара в оторвавшемся слое. При возрастании рейнольдсова числа точка перехода, отметим ее буквой Г, перемещается навстречу потоку и приближается к поверхности шара. Как только точка Т достигнет точки 5 ламинарного отрыва слоя, внешний поток, благодаря возникновению вблизи точки отрыва турбулентного перемешивания, увлечет за собою пограничный слой, обтекание улучшится, и точка отрыва сместится вниз по потоку. Теперь уже точка отрыва. 5 будет соответствовать отрыву турбулентного слоя, так как точка перехода Т будет находиться выше по потоку, чем точка отрыва. Судя по характеру кривых рис. 183, можно думать, что в точке перехода Т происходит местный, не получающий дальнейшего развития отрыв ламинарного слоя, сопровождающийся обратным прилипанием пограничного слоя к поверхности шара с последующим развитым отрывом уже турбулентного пограничного слоя. Указанный местный отрыв ламинарного слоя служит источником возмущений (вихреобразований), заполняющих поток за точкой Т. [c.592]

Вопрос об определении положения точки Отрыва турбулентного пограничного слоя нуждается еще в дополнительных теоретических и экспериментальных исследованиях. Можно все же думать, что предложенное приближенное решение правильно оценивает характер явления. Сформулированный только что вывод относительно взаимного расположения точек отрыва ламинарного и турбулентного пограничных слоев хорошо подтверждается опытами. Достаточно вспомнить явление кризиса обтекания , объяснение которого было дано в 92. Точка отрыва ламинарного слоя при больших докритических значениях рейнольдсова числа не меняет своего расположения, что приводит практически к установившейся картине. плохого обтекания шара и сохранению коэффициента сопротивления на уровне сравнительно большого его значения. Как только точка перехода в своем движении вверх по течению достигнет точки отрыва, отрыв теряет свой ламинарный характер и сразу же начинает перемещаться вниз по потоку, улучшая тем самым обтекание тела и уменьшая его сопротивление. В конце кризиса точка отрыва установившегося турбулентного пограничного слоя располагается значительно ниже по потоку, чем точка отрыва ламинарного слоя, и в дальнейшем уже, если и перемещается, то крайне незначительно (за счет косвенных причин, связанных с изменением давлений при утолщении слоя и др.). [c.637]

В реальной вязкой жидкости парадокс Даламбера не имеет места. Для случая очень малых рейнольдсовых чисел в этом можно было убедиться на примере задачи Стокса об обтекании шара. Для течений с большими рейнольдсовыми числами, при наличии пограничного слоя, вопрос становится менее ясным. Основное свойство пограничного слоя передавать без искажений на стенку крыла давления внешнего, безвихревого потока может навести на мысль, что парадокс Даламбера для движений с пограничным слоем сохраняет свою силу. Если бы распределение давлений во внешнем потоке в точности совпадало с тем, которое получается при безотрывном безвихревом обтекании крыла идеальной жидкостью, то сопротивление давлений, действительно, равнялось бы нулю. Однако на самом деле наблюдается следующее явление. Линии тока, вследствие подтормаживающего влияния стенки, оттесняются от поверхности крыла. Такое искажение картины течения приводит к нарушению идеального распределения давлений по поверхности крыла. [c.639]

Такую же картину обратного влияния пограничного слоя на внешнее обтекание имеем и в случае шара (рис. 183). И в этом случае распределение давления оказывается сильно зависящим от рейнольдсова числа. Особенно это, конечно, сказывается вблизи кризиса обтекания . [c.640]

Слабое взаимодействие (тонкие, хорошо обтекаемые тела при больших рейнольдсовых числах) в настоящее время хорошо изучено, так как представляет, если не достаточно строго, то во всяком случае четко поставленную задачу. Совершенно иначе обстоит дело с задачей о сильном взаимодействии. Необходимость совместного интегрирования разных по математическому характеру уравнений (Эйлера, Прандтля, Навье — Стокса) в граничащих друг с другом областях движения жидкости (внешний поток, пограничный слой, след), а затем сшивания этих решений приводят к значительным вычислительным трудностям, в первую очередь относящимся к установлению приемлемых условий на границах сшивания решений. [c.518]

Асимптотические решения уравнений Навье — Стокса при больших значениях числа Re и безотрывном обтекании тел вблизи поверхности описываются уравнениями пограничного слоя Прандтля. Асимптотическая теория зон отрыва, как уже указывалось в 3, находится еще в стадии зарождения. С помощью вычислительных машин получены точные решения лишь для нескольких простейших типов течений при малых значениях рейнольдсовых чисел, о чем была речь в 2. [c.546]

Как показывают опыты, сопротивление давлений хорошо обтекаемого крылового профиля убывает с ростом рейнольдсова числа, что и естественно, так как при возрастании рейнольдсова числа голгцина пограничного слоя уменьшается и внешний поток приближается к безвихревому обтеканию профиля идеальной жидкостью. [c.641]

Согласно приведенным оценкам, члены эти имеют при больших значениях рейнольдсова числа Reo порядок l/y Reo или еще более малую величину l/IReoV Reo). Что же касается члена, содержащего производную др1ду, то он, являясь с точностью до не зависящего от Reo множителя разностью величин порядка l/)/Reo сам должен иметь такой же порядок. Таким образом, в принятом приближении теории пограничного слоя, т. е. при больших значениях Reo, можно пренебречь малым значением этого члена и положить др1ду = 0, откуда следует третье основное свойство пограничного слоя во всех точках данного, нормального к поверхности тела сечения пограничного слоя давление имеет одно и то же значение. [c.444]

Сделанный только что вывод о независимости положения точки отрыва от рейнольдсова числа, конечно, справедлив только в предположении о применимости уравнения Прандтля в предотрывной области. На самом деле в области отрыва — ее размеры требуют специальной оценки по рейнольдсо-ву числу — уравнения Прандтля в рассмотренной форме теряют силу. При приближении к точке отрыва тормозящее влияние стенки резко убывает до нуля, и преимущественное значение производных по нормали к стенке по сравнению с производными в направлении, параллельном стенке, исчезает. При этом уже нет оснований пренебрегать величиной d uldx по сравнению с d uldy в круглой скобке в правой части первого из уравнений (3). Поперечный размер пограничного слоя, так же как и поперечная скорость, перестает быть малым, существенным становится и поперечное изменение давления ). [c.448]

Рассматривая область струи как пограничный слой, поперечный размер которого при больших рейнольдсовых числах мал, будем предполагать радиальную скорость и малой по сравнению с продольной и и трансверсальной т. Вместе с тем откинем в скобках справа д и/дх и д ш1дх по сравнению с радиальными производными. Тогда получим следующие уравнения распространения осесимметричной струи, общие для случаев незакрученной и закрученной струи [c.508]

Определяя границу струи как геометрическое место точек, где отношение и/пщах сохраняет некоторое малое, но постоянное значение, убедимся, что такой условной границей осесимметричной струи будет служить прямой круговой конус с углом полураствора, равным ar tg г/ж и пропорциональным ]/ v p//o. Замечая, что безразмерная величина /o/(pv ) играет в рассматриваемой задаче роль рейнольдсова числа Ре = иЬЫ, убедимся, что условная ширина струи уменьшается с ростом числа Рейнольдса по закону 1/]/Ре, что подтверждает возможность применения в этом случае уравнений пограничного слоя. [c.510]

Будущим теоретическим исследованиям по устойчивости ламинарных движений предстоит отразить основные детали тех сложных, граничащих со случайными движений, которые возникают при потере устойчивости изучаемого начального движения, а пока внимание многих ученых привлекает гидродинамический эксперимент, на современном уровне развития позволяющий глубоко проникнуть в процессы перехода ламинарных движений в турбулентные. Появившиеся в последнее десятилетие исследования в этом направ-.тении показывают, что нелинейные эффекты в вязких потоках крайне своеобразны. Чрезвычайно характерны в этом смысле явления, возникающие в круглой трубе при переходе рейнольдсова числа через критическое значение. Явления эти аналогичны и другим случаям ламинарного движения вязкой жидкости, в частности куэттовскому движению между движущимися параллельными плоскостями, между поверхностями вращающихся соосных цилиндров и в пограничных слоях. [c.525]

Сходство явлений дерехода ламинарных движений в турбулентные в круглой цилиндрической трубе и в куэттовском круговом движении распространяется и на движение вязкой жидкости в пограничных слоях на поверхности твердых тел, в струях и следах за телами. Если условиться при сравнительно грубом подходе количественно сопоставлять скорость на внешней границе пограничного слоя со скоростью на оси трубы, а толщину пограничного слоя с радиусом трубы, то следует ввести в рассмотрение рейнольдсово число пограничного слоя [c.528]

Из графика непосредственно следует, что критические числа Ре р) соответствующие положительным значениям /кр, т. е. конфузорному участку пограничного слоя, значительно превышают критические числа в области замедленного движения в диффузорной области. Этот факт условно выражают, говоря, что ламинарный поток в конфузорной части пограничного слоя более устойчив, чем в диффузорной. При этом за количественную меру устойчивости принимают значение критического рейнольдсова числаРе р. [c.529]

Как видно из графика, ламинарный участок пограничного слоя на этом профиле простирается почти на всю переднюю область крылового профиля даже при больших значениях рейнольдсова числа. Такого рода крыловые профили называют ламинаризованными. На обычных крыловых профилях точка минимума давления на верхней поверхности располагается значитель-но" ближе к носику профиля, соответственно этому уменьшается и участок ламинарного слоя. [c.532]

За счет оттягивания максимальной толщины увеличивают длину кон-фузорного участка пограничного слоя, в котором, как уже ранее указывалось, ламинарное движение сохраняет свою устойчивость при значительно больших местных рейнольдсовых числах Ре , чем в диффузорном. Кроме того, подвергают тщательной полировке лобовую часть поверхности крыла, чтобы свести к минимуму возмущения, имеющие своим источником шероховатость крыла или отдельные выступы на его поверхности в лобовом участке крыла, где пограничный слой еще относительно тонок. [c.544]

В первой из этих областей продолжим аналогию с ламинарным пограничным слоем. Вспомним, что множитель Ре , обеспечивавший параметру в случае ламинарного слоя независимость от рейнольдсова числа, оставался одним и тем же при наличии и отсутствии продольного изменения давления в слое. Допустим, что в рассматриваемой сейчас первой области это свойство сохраняется и в случае турбулентного слоя примем в качестве универсализирующего множителя величину С (Ре ), обратно пропорцио- [c.610]

В интересующих нас сейчас асимптотических теориях, наряду с подобластями типа классического пограничного слоя, появляются еще другие подобласти, порядки которых по продольным и поперечным размерам, скоростям, перепадам давления и др. отличаются от ilYРе. Оценка порядков по рейнольдсову числу масштабов протяженности этих подобластей и механических и термодинамических характеристик движений среды в них представляет основной этап построения асимптотических решений. Вторым этапом служит составление рядов по параметрам, малость которых обеспечивается стремлением внешнего рейнольдсова числа к бесконечности, и определения коэффициентов этих рядов в том или другом простейшем приближении. При этом выполняется сшивание асимптотических решений в смежных подобластях. Заметим, что такой метод необходим и при численном решении уравнений Навье — Стокса при больших значениях рейнольдсова числа, так как позволяет заранее оценить характерный для каждой подобласти масштаб размеров ячеек применяемой сетки. [c.701]

Слабое взаимодействие (х ) Этот предельный случай подразумевает сравнительно малые гиперзвуковые скорости К <С. ) ж большие значения рейнольдсова числа (Reoo 1). Распределение давления в этом случае мало отличается от невозмущенного пограничным слоем. Исследование слабого взаимодействия с помощью асимптотических разложений по степеням малого параметра х не столь сложно и заключает в качестве нулевого приближения движение, не учитывающее взаимодействие. [c.704]

Выведенное только что свойство рас1 ределения давлений в потоке вязкой жидкости при больших значениях рейнольдсова числа объясняет также происхождение наблюдаемого иногда явления отрыва пограничного слоя с поверхности обтекаемого тела. [c.527]

Исключая отсюда х, найдем связь между R и / в любых (а не только критических) точках поверхности данного крыла, которую не следует смешивать с кривой рис. 178, определяющей соотношение между критическими значециями тех же величин. Легко видеть, что кривая рис. 178 представляет изменение, противоположное по направлению изменению R - - (/), согласно (1). Действительно, при положительных /, т. е. в лобовой части пограничного слоя, 5 , возрастающее с х, будет меньше, чем в кормовой области, где / отрицательны следовательно, при одном и том же распределении скоростей (7 (х) рейнольдсово число R будет возрастать вниз по течению от положительных / к отрицательным, в то время как на рис. 178 происходит обратное. Таким образом, кривая R (/), построенная по параметрическим равен- [c.586]

В начале настоящей главы было показано, что в развивающемся вдоль поверхности крыла пограничном слое наблюдается как ламинарная, так и турбулентная части. Расположенная между ними переходная область, внутри которой законы движения жидкости еще мало изучены, при больших рейнольдсовых числах невелика и в первом приближении может быть заменена точкой перехода . Это позволяет порознь рассчитывать сначала ламинарный участок пограничного слоя, для чего применяются методы, изложенные в конце гл. VIII, затем турбулентный слой — по законам установившейся турбулентности и, наконец, сращивать оба решении вдоль сечения, проведенного через точку перехода. [c.621]

На рис. 198 правая пунктирная переходная кривая относится к случаю сравнительно большой протяженности ламинарного участка в носовой части пластины, левая — к случаю малого ламинарного участка. Из рассмотрения переходных кривых вновь вытекает, что чем больше, при одном и том же рейнольдсовом числе, относительная длина ламинарного участка, тем коэффициент сопротивления меньше. Отсюда следует уже высказанное ранее положение о выгодности тщательной полировки лобовой части пластины или крылового профиля с целью затягивания ламинарного режима течения в пограничном слое. Что такое затягивание практически возможно, следует из указанных в 91 численных значений Квкр (от 3100 до 9300). Крылья с затянутым ламинарным пограничным слоем называют ламинизирован-ными. 1 [c.629]

Пограничный слой, таким образом, ока -5Ывает обратное влияние на внешний поток, а не только управляется внешним потоком, как предполагалось до сих пор. Строго говоря, вообще нельзя задавать наперед распределение давлений или скоростей во внешнем потоке, так как это распределение зависит от развития пограничного слоя, а следовательно, является функцией рейнольдсова числа и других факторов обтекания (например, шероховатости поверхности). Практически, если тело обтекается без срывов и рейнольдсовы числа достаточно велики, а изменения их происходят не в слишком большом диапазоне, то пренебрежение обратным влиянием пограничного слоя на распределение давлений и скоростей во внешнем потоке оказывается допустимым. [c.639]

Теория ламинарных движений вязкой жидкости уже в первой четверти двадцатого века достигла значительного совершенства. Были найдены разнообразные точные решения уравнений Навье — Стокса, разработаны методы приближенного интегрирования этих уравнений путем линеаризации при малых значениях числа Рейнольдса и разыскания асимптотических решений при больших значениях этого числа. К решениям наиболее трудных, атносящихся к средним значениям рейнольдсовых чисел задач исследователи приближались как со стороны малых, так и со стороны больших рейнольдсовых чисел. В первом случае шли по пути увеличения числа членов в разложениях по положительны у1 степеням рейнольдсова числа, являющегося в задачах этого рода характерным малым параметром, а в последнее время стали непосредственно пользоваться численными (машинными) методами интегрирования точных,, иногда несколько зшрощенных уравнений Навье — Стокса. Во втором случае, исходя из известного факта, что прандтлевы уравнения пограничного слоя являются лишь первым приближением в методе разложения решений уравнений Навье — Стокса по степеням величины, обратной корню квадратному из рейнольдсова числа, начали учитывать следующие члены разложения. Современному состоянию этой области динамики вязкой жидкости посвящены 2 и 3. [c.508]

Описание явлений, связанных с распространением струй в вязкой жидкости, требует также точного решения нелинейных уравнений Навье — Стокса. При этом приходится иметь в виду, что эти явления устойчивы лишь при сравнительно небольших значениях числа Рейнольдса, Н, А. Слезкин (1934), по-видимому, впервые обратил внимание на существование группы точных автомодельных решений уравнений Навье — Стокса, которую в дальнейшем Л. Д, Ландау (1944) истолковал как распространение затопленной струи в безграничной области пространства, заполненного той же вязкой жидкостью. Ландау показал связь этого точного решения с известным уже к тому времени решением задачи о круглой струе в приближении теории пограничного слоя, т. е. при больших значениях рейнольдсова числа. Более общее, неавтомодельное решение было позже получено В И. Яцеевым (1950) и интерпре сировано Ю. Б. Ру-мером (1952) как решение задачи о струе, бьющей из источника с заданным конечным значением секундного объемного расхода. [c.515]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...