Поток А-носова

При проведении расчетов считать, что поверхность носового профиля защищена от химического воздействия набегающего потока, а применяемые материалы являются достаточно тугоплавкими. [c.264]

В последние годы термин утка стал применяться для описания самолетов, оснащенных вспомогательными поверхностями аэродинамического управления, установленными на носовой части, вообще говоря, самолетов довольно традиционных схем (а также некоторых самолетов с треугольным крылом), для обеспечения балансировки летательного аппарата или управления обтекающим его потоком, а не для осуществления основного управления или создания части суммарной подъемной силы, как это бывает на классической утке . [c.9]

Увеличение угла атаки (рис. 6.1.4,а) приводит к тому, что оторвавшийся на подветренной стороне поток 1 не попадает на поверхность тела. В непосредственной близости от места перехода носовой части в цилиндрическую поток разгоняется до сверхзвуковой скорости, возникает волна разряжения 2, формируется пограничный слой 3. Ниже по потоку образуется скачок уплотнения 4, за которым происходит отрыв и появляются два вихря 5 с противоположным направлением вращения (как и при обтекании длинных тел вращения под углами атаки [45]). Если удлинить иглу (рис. 6.1.4,6), то отрыв с образованием вихрей 5 будет происходить уже на подветренной [c.387]

На рис. 11.16 изображена зависимость безразмерного градиента скорости DjW в критической точке от числа при сверхзвуковом обтекании сферы. Эта зависимость получена [102] по приближенной методике, основанной на допущении, что форма ударных волн перед цилиндром и сферой представляет собой соответственно концентрические цилиндрическую и сферическую поверхности, а скорость невозмущенного потока выбрана сразу за ударной волной экспериментальные значения,получены для полусферической носовой части. В области М>5 безразмерные градиенты в критической точке для сферы и цилиндра практически одинаковы. [c.226]

Исследовать влияние коэффициента температуропроводности на уровень и распределение температур в носовом профиле стреловидного крыла сверхзвукового летательного аппарата кратковременного действия, имеющего форму затупленного клина (рис. 17.2). Аэродинамический нагрев тел, обтекаемых потоком воздуха, обусловлен эффектами диссипации энергии, повышением температуры в зонах динамического сжатия потока и высокой интенсивностью теплоотдачи, характер- р с 172 ной для носовых частей затупленных тел. Информация о тепловом режиме элементов конструкции необходима для прочностных расчетов. Температурное поле в носовом профиле помимо условий обтекания, формы и геометрических размеров тела в условиях неустановившегося полета зависит также от физических свойств материала, из которого изготовлен профиль. В частности, неравномерность распределения температур и, следовательно, величины термических деформаций зависят от коэффициента температуропроводности материала а = = Х/(ср). [c.263]

Получить информацию о том, как изменяются температуры коэффициенты теплоотдачи а,, температуры адиабатной поверхности Т, ., и плотности суммарных тепловых потоков qi вдоль контура сечения носового профиля крыла летательного аппарата, имеющего форму затупленного клина (см. рис. 17.2), на 20, 50 и 80-й секундах полета. Условия полета соответствуют данным, приведенным в задаче 17.23. Профили изготовлены из материала, имеющего А, = 47,35 Вт/ (м-К), с(> = 1576 кДж/(м -К) =8мм Z. 40 мм 0 -= 5° у = 60° = 0,8 = 15 С. Указанные параметры вычислить в граничных узлах i = [c.271]

Отклонение потока от первоначального направления при обтекании тела с 6 > 0л не может произойти путем скачка уплотнения, исходящего из носовой точки О тела, а этот скачок будет находиться впереди носовой части тела, на некотором расстоянии от точки О. При этом скачок уплотнения (ударная волна) представляет собой не прямую, а кривую линию, вдоль которой местный [c.525]

Решение уравнения движения несжимаемого ламинарного пограничного слоя на теле вращения с тупой носовой частью давно было решено, а, зная скорости в пограничном слое, можно легко рассчитать положение точки отрыва потока. Цель настоящей статьи заключается в определении влияния вращения вокруг оси симметрии на положение точки отрыва. С тем, чтобы можно было пренебречь эффектом сжимаемости, рассматривается только медленное вращение, причем берется частный случай (сфера), приводящий к некоторым упрощениям в результирующих уравнениях. [c.114]

Предкрылки (рис. 4.13, а) располагаются в носовой части крыла. На малых углах атаки предкрылок прижат к крылу, на больших отведен от крыла. Скорость воздушного потока при движении в суживающейся щели увели- [c.148]

Набегание сверхзвукового потока на твердое тело. Скачки уплотнения, образующиеся перед телом при набегании на него сверхзвукового потока, называются головными. Головной скачок будет в своей центральной части прямым (рис. 1.09), если тело имеет притупленную носовую часть, а если она заострена, то он может быть прямым при скоростях потока, мало превышающих скорость звука. Фронт прямого скачка, как было объяснено выше, находится несколько впереди тела, т. е. с качок отсоединен от тела. [c.28]

На рис. 1.18 показана фотография, полученная при обтекании тела с острой носовой частью сверхзвуковым потоком в аэродинамической трубе. На ней видны головные и хвостовые скачки. Фотографировать скачки удается потому, что коэффициент преломления света в воздухе зависит от плотности последнего, а плотность скачкообразно изменяется во фронте ударной волны. [c.30]

Сравнивая формулы (УП1-29, УП1-30 и УП1-31), замечаем-, что, если носовая часть обтекаемого тела имеет более плоскую форму, то градиент скорости меньше, а следовательно, меньше и интенсивность теплоотдачи (УП1-22). Наименьший градиент скорости возникает при натекании потока на плоскую преграду (УП1-31). [c.182]

В авиационной технике особую важность приобрела задача об отыскании такой формы тела, которая обладает наименьшим сопротивлением при движении в воздухе. Мы знаем, что в жидкости без трения тело любой формы, движущееся равномерно, не встречает никакого сопротивления, так как поток жидкости, обтекающий тело, так же замыкается позади него, как расступается перед ним, и поэтому в жидкости не остается никакого возмущения. Это обстоятельство позволяет сформулировать указанную задачу следующим образом какую форму следует придать телу, чтобы при его движении в реальной жидкости не происходило отрыва потока от его поверхности. Если такая форма найдена, то на основании сказанного можно предполагать, что ее сопротивление практически состоит только из сопротивления трения. Опыты вполне подтверждают это предположение. Все тела, обтекание которых происходит без отрыва потока, имеют более или менее удлиненную форму, спереди закругленную, а сзади — суживающуюся, постепенно переходящую в немного притупленное острие или ребро. Спереди тела, где можно не опасаться отрыва потока, заострение излишне и здесь вполне пригодна форма удлиненного эллипсоида. Примеры тел с очень небольшим сопротивлением изображены на рис. 149 (корпус дирижабля) и на рис. 150 (профиль стойки). (Нос корабля, плавающего на воде, имеет, как известно, совершенно иную форму в своей надводной части он сильно заострен это необходимо для того, чтобы предупредить образование высокой носовой волны.) [c.262]

Отрыв потока с передней кромки может оказать влияние на весь режим обтекания поверхности. Как и в других случаях отрыва потока, вязкий поток отрывается на передней кромке под действием положительного градиента давления. При достаточно больших углах атаки крылового профиля положительный градиент давления на передней кромке с малым радиусом закругления оказывается достаточно большим, чтобы вызвать отрыв. При больших числах Маха отрыв потока с передней кромки зависит от интенсивности скачка уплотнения, образующегося около передней кромки. Даже при малых углах атаки тонкого крыла с большой стреловидностью и с заостренной передней кромкой поток отрывается от передней кромки с образованием вихрей над верхней поверхностью крыла, оказывая влияние на аэродинамические характеристики, в особенности в условиях взлета и посадки, а также под действием порывов ветра и взрывных волн в атмосфере. Другим интересным явлением считается отрыв потока с острия иглы, установленной перед тупой носовой частью тела при сверхзвуковых скоростях. Такая игла может способствовать уменьшению сопротивления и теплопередачи к летательным аппаратам, развивающим большие скорости ). Она может быть также использована как эффективное средство управления. [c.200]

Этот частный случай отрыва потока может быть применен для практических приложений с использованием преимуществ отрывного течения. Отрыв такого типа может существовать как в ламинарных, так и турбулентных течениях, включая взаимодействие скачка уплотнения с пограничным слоем, присоединение оторвавшихся слоев и пульсационные нестационарные течения. Вначале перечисляются некоторые возможные практические приложения затем описываются особенности механизма течения. Наконец дается описание подробной картины течения на основе экспериментальных наблюдений. Экспериментальные исследования проводились большей частью на цилиндрических моделях с носовыми частями, имеющими полусферическую форму, плоскую форму, полусферическую форму с плоским срезом, а также форму оживала и усеченного конуса. Интервал исследуемых чисел Маха набегающего потока 1,75 Моо 14 ж чисел Рейнольдса, вычисленных по диаметру цилиндрической части тела, 0,85-10 Re 1,5-10 . Течение около таких осесимметричных моделей при нулевом и отличном от нуля углах атаки будет рассмотрено более тщательно после рассмотрения свойств течения около двумерных поверхностей при нулевом угле атаки. Коэффициенты сопротивления, подъемной силы и т. п. определялись каждым исследователем по-своему, что будет упомянуто в соответствующих разделах. [c.218]

Ре — давление торможения набегающего потока, d — диаметр тела вращения, а — расстояние вдоль поверхности тепа, измеренное от передней критической точки 0 —-угловая координата на полусферической носовой части. [c.232]

На фиг. 24—36 показаны цилиндры с иглами, установленными перед плоскими и полусферическими носовыми частями. При Моо = 1,96 течение было либо ламинарным, либо турбулентным. Так как влияние скачка уплотнения распространяется на значительно большее расстояние вверх по потоку в случав ламинарного течения, чем в случае турбулентного течения [60], поток перед отрывом на фиг. 24и 26 был ламинарным, а на фиг. 25 и 27, по-види-мому, турбулентным. Это удалось подтвердить с помощью тонких проволочных турбулизаторов (фиг. 28, 29). [c.242]

Следует заметить, что угол наклона ударной волны при отрыве почти не зависит от формы носовой части тела, однако угол присоединения полностью определяется формой носовой части тела [56]. В некоторых случаях неустойчивость течения связана с перемещением точки перехода пограничного слоя на игле, а движение точки перехода зависит от турбулентности в набегающем потоке воздуха, вызываемой крупномасштабными возмущениями на входе в аэродинамическую трубу. [c.247]

Основные особенности цикла существования нестационарной каверны показаны на примере перемещающихся каверн, образующихся в потоке при обтекании твердого тела. На фиг. 4.1 представлена кинограмма, полученная с помощью высокоскоростной съемки кавитации около поверхности цилиндрического тела с оживальной носовой частью, образованной вращением дуги окружности с радиусом, равным 1,5 диаметра цилиндра. Образующая цилиндрической части тела касательна к образующей его оживальной носовой части. Каждый кадр на фиг. 4.1 представляет собой горизонтальную полосу, на которой видна часть оживала и расположенного за ним цилиндра. Ось тела совпадает с направлением потока, поток направлен справа налево. Последовательным моментам времени от верхнего кадра к нижнему соответствуют последовательные положения и размеры отдельных каверн. Съемка производилась с частотой 20 000 кадр/с, поэтому два последовательных кадра разделены промежутком времени 0,0005 с. Скорость воды составляла 21,35 м/с, а число кавитации К, определенное в разд. 2.6, было равно 0,30. Рассмотрим одну каверну, которая впервые появляется в виде пятнышка в центре круга на первом кадре. Сначала наблюдается относительно продолжительный и непрерывный процесс роста каверны, который заканчивается к моменту достижения ею максимального диаметра. Затем следует более быстрый процесс полного или почти полного схлопывания каверны. Согласно измерениям распределения давления на телах с оживальными носовыми частями [44], схлопывание происходит, когда каверна перемещается в области положительного градиента давления. Сразу после схлопывания каверна вновь начинает расти, достигая несколько меньшего размера, чем вначале, а затем опять схлопывается. Этот цикл [c.121]

Надводное судно можно рассматривать как стойку, пересекающую поверхность раздела. Течение в этом случае, конечно, значительно сложнее, поскольку сечение изменяется с глубиной. Обычно скорости слишком малы для создания каверн большого размера, а изменения формы поверхности раздела, обусловленные волнами всевозможных размеров, еще больше усложняют картину течения. Тем не менее известно, что у носовой части судна захватывается значительное количество воздуха, который часто перемещается с потоком вдоль борта. Захваченный воздух, вероятно, может отрицательно влиять на кавитационные характеристики винтов и рулей как дополнительный источник газа, приводящий к более высокому эффективному давлению в каверне, чем давление насыщенного пара [c.654]

На применении уравнения Бернулли основан пневматический способ определения скорости потока, который состоит в том, что в поток вводится насадок (рис. 1.5), состоящий из двух трубок. Открытое отверстие одной из этих трубок (i) размещается в носовой части насадка (перпендикулярно к потоку), а отверстия второй трубки (2) расположены в боковой поверхности насадка (вдоль потока) при дозвуковой скорости замедление струи газа от встречи с насадком проходит 6ei3 каких-либо потерь, так как трение и вихреобраэование возникают уже на боковой поверхности насадка, т. е. после того, как струя минует область своего полного торможения, размещающуюся перед самым носиком насадка. По этой причине в первой трубке создается давление, почти в точности равное полному давлению набегающего потока во второй трубке, если ее входное отверстие достаточно удалено от носика, устанавливается давление, близкое к статическому давлению потока. Трубки J и 2 сообщаются с манометром, измеряющим давление. Отношение измеренных давлений [c.33]

Колебания скорости, возникаюихие вблизи критической точки, не передаются вдоль потока, а разделяются благодаря отрыву в области за точкой перегиба линий тока. Последние исследования, проведенные цифровым методом, показали, что расположенную вблизи критической точки неустойчивую область нельзя отождествлять с периодическим отрывом, возникающим сразу же за носовой частью тонкого профиля ( передняя зона отрыва ). Точнее, речь идет о неустойчивой области в окрестности передней критической точки (более подходящим названием было бы граничная линия застойной неустойчивой зоны ). Опыты Пирси и Ричардсона ценны тем, что, помимо измерений на профиле крыла и профиле направляющей лопатки, они провели опыты с цилиндром, для которого также наблюдается неустойчивость вблизи передней критической точки. Для тонкого профиля при наличии зоны отрыва область с периодическим отрывом вихрей подвергается влиянию предшествующей. неустойчивости. Кроме того, на область неустойчивости вблизи критической точки в значительной степени влияет отсосная щель, расположенная за носовой частью. В действительности здесь наблюдается нарастание турбулентных пульсаций. [c.261]

Так, фирма Авко (США) для подтверждения теоретических расчетов но использованию теплозащитных экранов провела испытания некоторых материалов в аэродинамической трубе с электродуговым подогревом воздуха [104]. Имитировался полет планирующего аппарата, при котором общий тепловой поток для носового копуса составлял 776 ккал1м , а для перед- [c.104]

Вследствие движения корабля и при наличии ветра над палубой корабля и за кораблем образуются турбулентные вихревые потоки, которые возникают вследствие срыв-ного обтекания кромок корабля [13]. В общем случае суммарный вектор скорости набегающего потока на корабль направлен не по оси корабля, а под некоторым углом р. В результате происходит срыв потока с носовых и боковых кромок корабля, а также с надстроек. Появляется сложная вихревая система, состоящая из нескольких (трех-четырех) вихревых жгутов больших размеров, как это видно на рис. 2.3. Здесь видим два ярко выраженных жгута, связанных со срывом потока с носовых и боковых кромок корабля, а также с кромок посадочной палубы. Кроме того, имеется вихрь за надстройкой корабля. Если рассмотреть вихревое поле потоков в сечениях вдоль палубы, то увидим различную структуру вихревого поля с большими скосами потока и с наличием восходящих и нисходящих потоков. Например, на рис. 2.4 представлено вихревое поле потоков в одном из сечений над угловой палубой. Виден ярко выраженный вихрь с интенсивным вращением потока. Кроме того, за кормой корабля продолжают оставаться зоны завихренного потока на больших расстояниях. Причем сразу за кормой корабля линии завихренного потока до ж 150 м направлены вниз, а с расстояния 300 м и далее — направлены вверх. Таким образом, за авианосцем имеется провал потока вниз и летательный аппарат, входя в эту зону, имеет тенденцию проваливаться. [c.42]

При встрече ракеты с потоком воздуха кинетическая энергия переходит В потенциальную. При этом уменьшается скорость движения и увеличивается температура воздуха. Торможение потока воздуха носовой частью ракеты вызывает сжатие и нагревание воздуха перед ней. В самом центре потока происходит полное торможение, т. е. вся кинетическая энергия переходит в потенциальную. Температура, которую при этом будет иметь воздух, называется температурой торможения. Точка, в которой скорость воздуха принимает нулевое значение, называется К ритической точкой. Естественно, что чем выше скорость движения, тем больше сжатие и, следовательно, больше.температура воздушного потока. Часть тепла при этом отводится в окружаюш,ее пространство, а часть—воспринимается носовой частью поверхности ракеты. [c.89]

Особенностью настоящих исследований по затягиванию ламинарно-турбулентного перехода на гладкой пластине нагревом ее носовой части является то, что они вьшолнены на теплоизолированной пластине в низкотурбулентном набегающем потоке при малых числах Рейнольдса естественного перехода. Так, в холодном режиме при и = 24.3 м/с число Рейнольдса начала перехода Reo = 1.1 10, при U = 39,3 м/с -Reo = 1.4 10. В случае, когда определяющим фактором перехода является турбулентность набегающего потока , данные величины чисел Reo соответствуют значениям е = 0.39 и 0,33% [4], что во много раз выше максимальных значений в данных экспериментах. Вероятно, определяющие переход возмущения в пограничный слой пластины поступали не из набегающего потока, а формировались непосредственно на обтекаемой поверхности. Такой причиной могли служить микродефекты стыка металлического носика пластины с ее фанерной частью, микроуступы и микровыступы крепежных винтов, их соединяющих. Испытания цельнометаллической пластины с зеркальной поверхностью и идентичным профилем носовой части при неизменном расположении в рабочей части трубы показали, что величина числа Рейнольдса перехода монотонно уменьшалась с ростом скорости потока и при скорости I7 = 40 м/с Re,) = 3 10, а Re = 4 10. [c.40]

Следует подчеркнуть, что рассмотренная нами картина взаимодействия пограничного слоя с набегающим равномерным потоком ограничивалась случаем тела с заостренной передней, частью. Затупление носовой части тела, а также неравномерность внешнего потока (например, при сильно искривленной головной ударной волне) вносят дополнительные изменения в распределении давления. Эти виды взаимодействия рассмотрены в монографии Хейза и Пробстина. [c.131]

Значительную неопределенность в расчет тепловой защиты сегментального аппарата вносит неточность определения теплового эффекта радиационного вдува, а также энтальпии разрушения /н, а в расчет защиты конического аппарата — положение точки перехода от ламинарного режима течения в пограничном слое к турбулентному. Последнее также связано с оценкой эффекта вдува, поскольку в турбулентном пограничном слое коэффициент вдува ут почти втрое меньше, чем в ламинарном 7л, а соотношение тепловых потоков к непроницаемой поверхности обратное от втрое выше од. В результате тепловой поток, подведенный к разрушающейся поверхности, оказывается в 7 раз выше при турбулентном режиме. При расчетах в работе [Л. 10-6] предполагалось, что критическое число Рейнольдса, рассчитанное по локальным параметрам набегающего потока, составляет Некр= 2,5-10 , однако за счет влияния различных факторов оно может снизиться до 0,1-10 . Первому из этих значений в период максимального нагрева соответствовал ламинарный режим течения на большей части конического аппарата, тогда как второму — турбулентный почти на всей поверхности, за исключением носового затупления. [c.307]

Обобщение экспериментальных данных произведено на фиг. 5, где ij), полученное с помощью уравнения (3), представлено в функции параметра массообмена В. На этот график нанесены данные, полученные ранее на установке LDAT, и результаты Шеридана и сотр. [32], а также Вентинка и Ресессо [33], исследовавших сверхзвуковой поток азота при давлении в области носовой части [c.384]

В отношении влияния числа Рейнольдса Хошизаки [381 установил, что влияние массообмена на уменьшение конвективного нагрева изменялось при низких Re. Он исследовал обтекание сферы потоком с числом Льюиса, равным единице, и показал, что увеличение конвективного нагрева за счет завихренности более четко выражено при наличии массообмена. В результате отношение конвективных потоков при наличии и без массообмена (ijj) может быть втрое больше расчетного значения, соответствующего течениям с более высокими Re. В настоящем исследовании ограничивались значениями S <С 1,2. Помимо вопроса о влиянии завихренности, возникает также вопрос о течении в пограничном слое, отклоняющемся от режима континуума, и о том, как это влияет на тепло- и массообмен. В этих условиях охлаждение потока за счет поглощения теила парами, образующимися при абляции, будет ослаблено уменьшением числа столкновений. Хоув и Шеффер [37] указали также, что для моделирования профилей концентраций вдуваемых компонентов число Рейнольдса должно быть удвоено. В силу высказанных выше замечаний, а также ввиду того, что в окрестности конической носовой части космических кораблей при их входе в атмосферу возникает течение с очень низкими Re, необходимо детальное исследование влияния числа Рейнольдса на связь между переносом массы и энергии. [c.386]

Для ламинарного равновесного потока воздуха на высоте 18 км при скорости Ксо = 5,3 км/с аа точкой, где р-+- р ,, Фельдман [83] построил профили полной и статической энтальпии, скорости, температуры и плотности для определяемого процессом теплопроводности следа за сферой в зависимости от г = = (г — радиус, — радиус носка). Для определяемого процессом теплопроводности следа длина, измеряемая вдоль следа от центра сферической носовой части, обозначается через х . Как видно из фиг. 47—50, эти профили не расширяЕотся в радиаль- [c.131]

Хант 148] экспериментально определил Со и ввел поправку к измеренному значению, уменьшающую силу сопротивления на величину, которая соответствует предположению о равенстве донного давления за моделью статическому давлению в набегающем потоке, как это сделал Олбум. При ламинарном пограничном слое перед отрывом, нулевом угле атаки и диаметре иглы, равном 0,2 диаметра носовой части, сопротивление уменьшалось на 50%. При относительном диаметре 0,133 сопротивление уменьшалось на 48%, а при относительном диаметре 0,067—на 43%. Причина такого изменения Со заключается в том, что окончательное значение угла отрыва пограничного слоя уменьшается с увеличением диаметра иглы. Пример изменения Со с изменением длины и диаметра иглы при угле. атаки 5° показан на фиг. 65. [c.261]

Коэффициент восстановления для исходной конфигурации выше, чем для тела с иглой и полусферической вогнутой лобовой поверхностью, но различие невелико и составляет 5—10% (фиг. 79, а). Установка иглы приводит к увеличению h для модели без носовой части примерно на 20% (фиг. 79, б). Богдонов и Вас [77] измерили тепловой поток к цилиндрической модели с полусфе- [c.169]

Тем не менее имеются доказательства, что в холодной воде при почти постоянной температуре все три вывода качественно согласуются с экспериментальными результатами для кавитации на телах обтекаемой формы, имеющих профили давления с минимумом. На фиг. 6.2, заимствованной из работы [45], представлены кривые, построенные по результатам Кермина [39], в виде зависимости параметра Кг от Уос1 для нескольких цилиндрических тел с полусферическими носовыми частями. В этом случае кавитация, по-видимому, развилась из ядер кавитации, которые первоначально были присоединены к поверхности тела. Согласно [54], пузырьки росли до отрывного диаметра за счет диффузии воздуха, а затем отделившиеся ядра кавитации вызывали кавитацию. Диаметр тела с1 используется вместо длины поверхности. Эксперименты со всеми моделями проводились в одной гидродинамической трубе, в одном и том же интервале скоростей. В каждом случае параметр Кг определялся по максимуму акустического шума при уменьшении величины К в зоне возникновения кавитации при постоянной скорости. Во всех случаях ось тела была параллельна направлению набегающего потока. Отношение максимального и минимального диаметров исследованных моделей составляло 8 1. [c.261]

Возможный способ улучшения кавитационной характеристики стойки показан на фиг. 7.16. Полукруглая носовая часть заменена оживалом с радиусом кривизны, равным двум калибрам. Значение числа Кг в точке А должно быть меньше, чем для полукруглой носовой части, и может быть уменьшено до величины, лишь несколько большей значения этого числа в точке В, как указано на схематическом распределении давления. Таким образом, в этом случае при уменьшении давления в системе кавитация будет развиваться в основном ниже по потоку от точки ее возникновения. Независимые каверны будут развиваться в точке А, и при дальнейшем понижении давления их длина будет увеличиваться, пока они наконец не сольются с кавернами в точке В. Однако к этому моменту развитие кавитации в точке В, вероятно, будет достаточным, чтобы охватить полностью [c.348]

Наиболее распространенной конструкцией трубки Пито является трубка, изображенная на фиг. 28. Изогнутый конец трубки полного давления окружен здесь металлическим кожухом, вдоль наружной поверхности которого течет набегающий поток. В кожухе имеется прорезь, плоскость которой перпендн-кулярна оси трубки. Эта прорезь является приемником статического давления ее располагают на таком расстоянии от носка трубки, чтобы статическое давление, которое она воспринимает, с достаточной для эксперимента степенью точности было равно статическому давлению в потоке. Распределение давления по поверхности носка трубки Пито показатю на фиг. 29. Здесь по оси абсцисс отложены абсциссы поперечных сечений носка, а но оси ординат—избыточные давления в этих сечениях. В носовой [c.80]

При числе Маиевского, равном в данном случае 1,042, перед снарядом появляется епл е один скачок уплотнения. Он представляет собой результат торможения частиц, приближающихся к носовой точке снаряда. Поток в бесконечности при этом значении числа Мапевского имеет сверхзвуковую скорость, носовая же точка снаряда является точкой торможения потока (критической точкой). Следовательно, в струйке газа, обтекающей снаряд, скорость при приближении к носовой точке убывает, а давление нарастает. Частицы движутся здесь со сверхзвуковой скоростью против нарастающего давления, происходят торможение и удар частиц. [c.348]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...