Уравнения тел вязких

Преобразуем уравнения движения вязкой несжимаемой жидкости к безразмерному виду введением в уравнения безразмерных величин как независимых переменных, так и искомых. Для независимых переменных, имеющих размерность длины, выберем характерную длину /, или масштаб длин. Для тела в форме шара в качестве масштаба длин можно взять радиус шара. Для крыла самолета за характерную длину обычно выбирают среднюю хорду крыла, являющуюся его характерной шириной. В качестве масштаба времени возьмем Т, для скоростей — К, давления — Р. Постоянные величины сами являются для себя масштабами. [c.578]

Необходимо написать еще граничное условие к уравнениям движения вязкой жидкости. Между поверхностью твердого тела и всякой вязкой жидкостью всегда существуют силы молекулярного сцепления, приводящие к тому, что прилегающий к твердой стенке слой жидкости полностью задерживается, как бы прилипая к ней. Соответственно этому граничное условие к уравнениям движения вязкой жидкости состоит в требовании обращения в нуль скорости жидкости на неподвижных твердых поверхностях [c.75]

Несмотря на то, что уравнение стандартного вязко-упругого тела может быть применено к описанию свойств реальных тел лишь с большой натяжкой, несколько более детальное изучение этого уравнения все же может оказаться интересным. С другой стороны, следует иметь в виду, что старые работы по вязкоупругости (30-е — 40-е гг.) в значительной мере основывались на модели стандартного тела. В более поздних работах оно также применялось из-за простоты и возможности эффективного решения некоторых задач, которые не удается довести до конца при более сложных определяющих уравнениях. В 17.2 мы ввели интегральный оператор /q, соответствующий обычному инте- [c.590]

ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ ТЕЧЕНИЯ ВЯЗКО-ПЛАСТИЧНОГО ТЕЛА [c.32]

Путем последовательных упрощений общего уравнения энергии вязкой жидкости покажите, как оно сводится к классическому у рав нению теплопроводности в твердом теле и, наконец, к уравнению Лапласа. [c.60]

В большинстве аналитических работ [1—3] рассматривалось только изолированное тело. Поскольку теплообмен в гиперзвуковом потоке играет огромную роль, в настоящей работе, посвященной обтеканию клина гиперзвуковым вязким потоком, мы учитываем также и влияние теплообмена. Вначале рассматриваются основные уравнения гиперзвукового вязкого потока, т. е. уравнения пограничного слоя в гиперзвуковом потоке. Введение температурной функции S и некоторых аппроксимаций, связанных с гиперзвуковым течением, интегральный метод энергии и количества движения снова привели к двум обыкновенным дифференциальным уравнениям относительно основных неизвестных толщины пограничного слоя о х) и функции теплоотдачи /(х). [c.101]

Первые работы Стокса, относяш,иеся главным образом к теоретической гидродинамике, выходили в Философских трудах Кембриджского университета. Для нас наиболее интересна его работа, в которой он линеаризовал общие уравнения движения вязкой несжимаемой жидкости и получил уравнения нестационарного ползущего течения. Эти уравнения он применил к расчету затухания колебаний маятника со сферическим грузом под действием сил сопротивления воздуха (1851 г.) [47]. Когда частота колебаний маятника приближается к нулю, он движется относительно воздуха с практически постоянной скоростью. Стокс развил в этой работе теорию сопротивления, испытываемого падающим телом сферической формы. Полученное им соотношение носит название формулы Стокса [формула (2.(3.3)]. Оказалось, что эта формула применима и к случаю осаждения всевозможных мелких частиц, скорость которых невелика. В математическом отношении предложенный Стоксом вывод этой формулы отличается элегантностью и приводится во многих учебниках гидродинамики. Он относится к таким случаям, когда частицы находятся достаточно далеко друг от друга, так что на движение каждой из них не влияет движение соседних частиц. Прожив долгую жизнь (он умер в возрасте 84 лет), Стокс прославил кембриджскую школу математической физики многими другими серьезными достижениями. [c.26]

Вследствие общей нелинейной природы уравнений Навье — Стокса получить их точные решения сложно. Известно только-весьма немного таких решений, за исключением относительно тривиальных случаев, таких, как, например, течение в канале, когда нелинейные члены тождественно равны нулю. Так, до сих пор еще не удалось провести полное исследование установившегося течения для обтекания тела вязкой жидкостью при больших числах Рейнольдса. Немногие имеющиеся решения подробно обсуждаются в обычных учебниках по механике жидкости [52, 58] и здесь будут рассмотрены только кратко. Важно отметить, что все известные точные решения подтверждают предположения теории пограничного слоя, которая широко используется для получения приближенных, или асимптотических, решений, справедливых при больших числах Рейнольдса. [c.47]

Уравнение (5) характеризует реологическое состояние среды, в которой при постоянной деформации напряжение релаксирует до нуля по экспоненциальному закону. Уравнение (6) описывает деформацию среды с последействием. В этой среде при мгновенном снятии напряжений деформация экспоненциально убывает до нуля. Уравнение (7) соответствует деформации сложной среды с релаксацией напряжения и последействием. Следует отметить, что в литературе деформацию упругого последействия часто называют эластической. Если она достигает очень высоких значений, ее общепринято именовать высокоэластической. Аналогично уравнениям (5)—(7) можно составить уравнение модели вязко-упругого тела с любым (конечным или бесконечным) набором времен релаксации и последействия. Естественным обобщением модельной теории вязко-упругой среды является интегральная теория вязко-упру-гости, в которой спектры времен релаксации и последействия могут быть как дискретными (тогда реологическое поведение тела можно описать соответствующей моделью), так и непрерывными. Изложение этой теории описано, например, в монографии Д. Бленда Теория линейной вязкоупругости (Издательство Мир , М. 1965). [c.16]

Уравнение Максвелла. Уравнение упруго-вязкого тела было получено путем сложения напряжений, соответствующих простым средам — упругой и вязкой. Будем теперь складывать не усилия, а скорости деформации, отвечающие одному и тому же напряжению. Очевидно, что этой среде соответствует модель, состоящая из пружины (упругий элемент), последовательно соединенной с вязким элементом (фиг. 203). Закон деформации подобной среды, впервые полученный Максвеллом имеет вид [c.302]

Решение задач внешнего обтекания тел вязкой жидкостью требует решения нелинейных уравнений, причем нелинейность заключена в стоящем в левой части уравнения инерционном члене, выражающем конвективную часть ускорения. Откидывание этого члена или замена его приближенным линейным выражением приводит к линеаризации уравнений Стокса. [c.403]

В результате такого предельного перехода уравнения Навье — Стокса, составленные для всех подобластей, упрощаются, принимая тот или другой, зависящий от специфических особенностей движения в данной подобласти вид (уравнения Эйлера, уравнения Прандтля, уравнения медленного вязкого движения). Решения таких упрощенных уравнений, найденные для каждых двух смежных областей, сшиваются друг с другом. Наглядным примером может служить классическая теория пограничного слоя Прандтля. Предельный переход Ре —оо, что соответствует исчезновению вязкости (V 0), превращает уравнения Навье — Стокса в уравнения Эйлера. Но уравнения Эйлера не допускают интегрирования при граничных условиях, соответствующих прилипанию среды к поверхности твердого тела (нулевая относительная скорость на твердой поверхности). [c.701]

Максвелл в действительности не очень интересовался релаксацией упругих напряжений в твердых телах. Следуя ранней попытке Навье вывести уравнения движения вязкой жидкости из уравнений теории упругости, предполагая одновременную релаксацию, он постулировал свой закон (IX. 7), как исходную предпосылку для теории вязкости. В соответствии с этим он продолжает [c.153]

С целью возможного применения методов теории возмущений (асимптотических методов) важно выделить малые или большие параметры, входящие в систему урав нений и характеризующие основные особенности изучаемых физических процессов. Знание таких параметров может позволить упростить исходную систему уравнений в некоторых областях определения решения и тем самым применить более экономичные численные подходы. Так обстоит дело, например, в задачах стационарного обтекания тел вязким газом на основе уравнений Навье-Стокса, когда вязкость зачастую можно учитывать лишь в области пограничного слоя вблизи тела, а в основной области течения можно пользоваться более простыми уравнениями Эйлера. [c.22]

В зависимости от времени действия внешней нагрузки материалы могут вести себя совершено различно. Например, вода, которая при обычных временах приложения нагрузок ведет себя как жидкость с весьма малой вязкостью, при весьма кратковременных нагрузках подобна упругому телу и может разрушаться хрупко с образованием и развитием трещин Наоборот, оконное стекло, которое обычно можно считать упругим телом, близким к идеальному, при весьма длительных нагрузках течет подобно вязкой жидкости. Если эти материалы моделировать уравнением тела Максвелла [c.294]

Первое условие означает, что на поверхности твердого тела вязкая жидкость покоится. Второе условие следует из уравнения (9.4.39), записанного для точки, лежащей на поверхности S. [c.262]

Запишем в векторной форме уравнение движения вязкого газа в связанной с телом декартовой системе координат [c.146]

Таким образом, область потока, обтекающего тело, можно разделить на две — область пограничного слоя (/) и область вне его (//) (рис. 56). В пограничном слое рассматривают движение вязкой жидкости в предположении, что отношение б// С 1 (/ — характерный размер). Последнее соотношение позволяет значительно упростить уравнения движения вязкой жидкости. В области II, вне пограничного слоя, принимают, что течение совпадает с потенциальным течением идеальной жидкости. [c.271]

Нетрудно видеть, что если вместо каверны в поток поместить твердое тело с подвижной границей, скорость которой также равна Уо, то наше течение можно рассматривать и как точное решение задачи обтекания этого тела вязкой жидкостью. В самом деле, потенциальное течение удовлетворяет уравнению Навье— Стокса, а условие прилипания на границе тела выполняется в силу того, что скорости жидкости и границы совпадают. Таким образом, благодаря подвижной границе течение останется потенциальным, несмотря на вязкость, след не появится и полная сила, действующая на тело, будет равной нулю. [c.358]

В реологии широко применяют модельные представления упругое поведение характеризуют пружиной (тело Гука или Я-тело) вязкое — амортизатором, например, в виде трубки с вязким маслом, в которой свободно ходит поршень (ньютоновская вязкая жидкость или Л -тело) пластичное тело, движущееся с трением по горизонтальному столу (тело Сен-Венана или 5/-У-тело). Деформацию различных комбинаций этих и других моделей затем описывают с помощью системы соответствующих уравнений. [c.132]

Невязкая жидкость — это модель жидкости, т. е. идеализированная среда, не встречающаяся в природе и технике. Однако изучение законов динамики этой идеализированной среды имеет большое значение. При решении некоторых задач применение законов движения невязкой жидкости для расчета реальных явлений дает результаты, достаточно точно описывающие реальное явление (например, при обтекании тел вытянутой плавной формы — крыла, лопасти рабочего колеса турбины). Кроме того, уравнения динамики невязкой жидкости в некоторых случаях служат исходными для получения уравнений движения вязкой жидкости. [c.76]

Система (24.1) имеет более низкий порядок, чем соответствующая система уравнений конвекции вязкой жидкости. Поэтому на границе раздела пористой среды с непроницаемым твердым телом обращается в нуль лишь нормальная компонента скорости фильтрации на касательную же компоненту ограничений не накладывается. [c.158]

Недавно линеаризация уравнений теории вязко-пластического тела за счет введения кусочно линейных потенциалов была выполнена Прагером [c.123]

Тогда определяющие уравнения для вязко-пластического тела с не-однородно-стареющим пределом текучести будут иметь вид [c.304]

Разработан метод исследования динамики твердых тел (частиц), расположенных у границы сжимаемой вязкой жидкости, при прохождении акустической волны. Действие жидкости на тело (частицу) определяется средними по времени силами, представляющими постоянные во времени слагаемые гидродинамических сил. В связи с этим используется разработанный ранее метод вычисления давления в сжимаемой вязкой жидкости с сохранением слагаемых, квадратичных по параметрам волнового поля. Метод основан на использовании упрощенной (применительно к волновым движениям жидкости) системы исходных нелинейных уравнений гидромеханики. Оказалось возможным при вычислении напряжений в жидкости сохранить величины второго порядка, не решая систему нелинейных уравнений. Напряжения удается выразить через величины, определяемые с помощью линеаризованных уравнений сжимаемой вязкой жидкости. Для этого используются представления решений линеаризованных уравнений через скалярный и векторный потенциалы. На основе этого метода сформулирована задача для цилиндра у плоской стенки при падении волны перпендикулярно стенке, и рассмотрен конкретный пример. [c.342]

Так как температура не входит в уравнения движения вязкой несжимаемой жидкости, уравнение (10.7) можно решать отдельно, после того как поле скоростей определено. Это—обобщение на случай жидкости классического уравнения теплопроводности для твёрдого тела [c.420]

Мы можем поэтому представить себе схематически картину течения вязкой жидкости при больших числах Рейнольдса следующим образом. Всю область течения мы разбиваем на две части, а именно на тонкий пограничный слой вблизи тела и на остающуюся область течения, в которой течение можно считать совпадающим с потенциальным течением идеальной жидкости. В пограничном же слое мы будем учитывать также и силы вязкости однако, то обстоятельство, что толщина пограничного слоя очень мала, позволяет сильно упростить уравнения Навье — Стокса в результате такого упрощения мы получим уравнения Прандтля, решения которых тем менее будут отличаться от точных решений уравнений движения вязкой жидкости, чем больше будет число Рейнольдса и чем, следовательно, меньше будет толщина пограничного слоя. [c.544]

Автор полагает, что в книге этого типа следовало привлечь внимание к аналогии между уравнениями теории изотропной упругости, вязкости и вязко-упругости, поскольку линейные уравнения чисто вязкой среды многое проясняют в теории медленной ползучести твердых тел при повышенных температурах указанная взаимосвязь расширяет кругозор читателей. [c.11]

Кулон предполагал, что при малых скоростях второй член играет решающую роль, а при больших скоростях — наоборот, им можно пренебречь. Кулон проделал большое количество опытов по изучению крутильных колебаний дисков в жидкости. Он установил отличие трения в жидкости от трения твердых тел, а также указал метод для определения той величины, которую Стокс, Максвелл, Мейер и др. называли внутренним трением. Опыты Кулона дали возможность Стоксу обосновать основные дифференциальные уравнения движения вязкой жидкости (1850 г.). [c.8]

Точное решение задачи об обтекании потоком вязкой жидкости какого-либо тела, например, крыла или фюзеляжа, сводится к интегрированию сложных дифференциальных уравнений движения вязкой жидкости при заданных граничных и начальных условиях. [c.238]

Другой метод упрощения уравнений движения вязкой жидкости, принципиально отличный от предыдущих, применим, наоборот, к изучению обтекания тел при больших числах К, вследствие чего он имеет огромное значение для авиации. [c.239]

Нелинейно вязкое тело (неньютоновская жидкость). При одноосном напряженном состоянии (растяжении, сжатии) уравнение нелинейно вязкого течения имеет вид [c.133]

Для подобия плавного обтекания двух тел вязкой несжимаемой жидкостью должны быть геометрически подобны сами 1ела и одинаковы безразмерные уравнения движения жидкости и безразмерные начальные и граничные условия. [c.578]

Дифференциальные уравнения пограничного слоя проще общих уравнений динамики вязкой жидкости. Однако и их решение связано с большими математическими трудностями даже при ламинарном пограничном слое на телах простейших контуров. Точное решение уравнений ла>шнарного слоя возможно лишь в ограниченных случаях изменения скорости внешнего потока а направлении движения или при использовании ряда упрощающих предпосылок. [c.28]

Существует обширный класс веществ, которые при деформации проявляют как вязкостные, так и упругие свойства. Их принято именовать вязко-упругими. Описание свойств подобных тел в последнее время привлекает к себе много внимания. При составлении реологических уравнений состояния вязко-упругих сред широко используется феноменологический метод моделей. Принимают, что поведение той или иной среды описывается в первом приближении некоторой моделью, составленной из пружин и поршней. При этом деформация пружины в модели описывает упругую деформацию в среде, а движение поршкей в вязкой жидкости— необратимые деформации вязкого течения. На рис. 8 изображены модели простейших вязко-упругих сред а) максвелловское тело б) тело Кельвина-Фойгта в) тело Бургерса-Френкеля. Реологические уравнения состояния можно составить, рассматривая [c.15]

К спорным вопросам методики изложения, принятой в настоящем курсе, мы относим, например, предлагаемый авторами способ вывода общего уравнения энергии на основе первого начала термодинамики ( 4-2). Нам представляется, что традиционный способ использования первого начала термодинамики при выводе уравнения энергии, принятый в лучших отечественных курсах газовой динамики, является более корректным и дает возможность яснее представить сущность делаемых при этом термодинамических допущений. Недостаточно ясна с математической точки зрения трактовка понятий материального метода и метода контрольного объема в 3-6. Оба метода опираются на эйлерово представление о движении жидкой среды. Их противопоставление, как нам кажется, носит иногда искусственный характер. При выводе общих уравнений движения вязкой жидкости — уравнений Навье — Стокса — авторы, видимо, следуя Г. Шлихтингу , опираются на аналогию с напряженным состоянием упругого тела. При этом предполагается знание читателем некоторых вопросов теории упругости. Вряд ли такой способ вывода фундаментальных гидродинамических уравнений будет удобен для любого читателя. Еще одним спорным в методическом отношении местом является то, что изложение теории турбулентного пограничного слоя опережает изложение представлений о турбулентном течении в трубах. Между тем, как известно, теория пограничного слоя использует некоторые зависимости, устанавливаемые при изучении течений в трубах. Поэтому, может быть, естественнее начинать изложение вопроса [c.7]

Следуя по тому же пути, что и в гл. VIII при изложении вопроса о подобии при движении несжимаемой вязкой жидкости, составим систему безразмерных уравнений динамики вязкого газа. Ограничимся рассмотрением случая неподвижного тела в безграничном, однородном на бесконечности потоке со скоростью F[c.639]

Если имеется рассеивание энергии и если только объемное расширение происходит не бесконечно медленно, а имеется некоторая конечная скорость расширения е , то это явление заключает в себе некоторый вид вязкости которую мы можем назвать объемной вязкостью. При этом не имеет значения, идет речь о жидкости или о твердом теле. Это находится в соответствии с первой аксиомой реологии, которая (другими словами) гласит, что при простом изменении объема или плотности любой материал ведет себя как твердое тело. Конечно, всегда можно принять, что для некоторого класса жидкостей t, равно нулю, и этот класс жидкостей следует назвать стоксовским, так как именно это предположение принял Стокс (1851 г.), когда выводил знаменитые дифференциальные уравнения течения вязкой жидкости Навье — Стокса, названные так в честь него и Навье (Navier, 1823 г.). До недавнего времени это предположение было общепринятым как удовлетворяюш ее реальным условиям, но Тисца (Tisza, 1942 г.) указал, что в реальных жидкостях должно быть довольно большим, а я указал на некоторые следствия обраш ения в нуль, которые не вполне согласуются с экспериментом и о которых более подробно будет сказано в главе XII. [c.103]

Интересно отметить, что аналогичный метод был совсем недавно разработан Л.С. Лейбензоном в применении к течению в диффузорах и к обтеканию тел вязкою жидкостью, причем исходною точкою его работ послужило то обстоятельство, что уравнения пограничного слоя Ирандтля совергаенно аналогичны уравнениям движения газа в пористой среде, полученным Л.С. Лейбензоном в работе Движение газа в пористой среде (Нефтяное хозяйство. № 8-9, 1929 и № 10, 1930). [c.179]

Для решения этой, в общем виде весьма сложной нелинейной системы уравнений в частных производных необходимо еще знать начальные и граничные условия задачи. Укажем, что в своей общей постановке вопрос об условиях существования и единственности решения составленной системы уравнений до сих пор не решен. Соответ-сгвующие условия обычио указываются в каждом отдельном случае. Отметим лишь одну характерную физическую особенность движения жидкостей и газов с внутренним трением. ]Лри обтекании неподвижного твердого тела вязкой жидкостью обращается в нуль не только нормальная компонента скорости (условие непроницаемости, имеющее место и в идеальной жидкости), но также и касательная компонента (условие прилипания жидкости к стенке или отсутствия скольжения жидкости по стенке). [c.479]

Сделаем эго в то.чько что выведенной системе уравнений динамики вязкой жидкости, причем удово.тьствуемся для простоты случаем стационарного обтекания тела при отсутствии объемных сил. В этом случае время явно не входит и масштаб времени можно не вводить точно так же не придется вводить >[асппаб объемных сил. Приме.м за масштабы один и, размеров тела I и величины на бесконечности [c.482]

На самом деле, как показывают многочисленные исследования, турбулентное движение, как бы ни было оно сложно по своей внутренней структуре, подчиняется общим законам динамики непрерывной среды, в частности установленным в предыдущей главе уравнениям динамики вязкой сжимаемой или несжимаемой жидкости в нестационарной их форме. В то же время не имеет смысла точная постановка вопроса о разыскании решений этих уравнений при строго поставленных начальных и граничных условиях. Де 1Ствительно, в обстановке неограниченного роста сколь угодно малых возмущений самые ничтожные отклонения от поставленных граничных и начальных условий (неточности в изготовлении поверхности обтекаемого тела, предыдущая история потока и др.) могут привести к столь значительным изменениям решений уравнений, чго за ними исчезнут все достоинства строгой постановки задачи. Пользоваться упрощенной геометризацией формы обтекаемых тел или каналов и не учитывать наличия начальных возмущений в потоке можно лишь в тех случаях, когда поток устойчив и существует уверенность, что сделанные малые ошибки в постановке задачи приведут к столь же малым ошибкам в ее пешении это и делалось ранее при рассмотрении ламинарных движений. Для исследования турбулентных движений приходится применять [c.582]

О ТОМ, что главные напряжения в каждой точке улругого тела пропорциональны соответственным главным удлинениям. Но наряду с упругим телом Коши рассматривал и неупругое тело и жидкость. В своей основной работе ), сообщение по которой было сделано ещё в 1822 г., в 3 Коши рассматривает движение внутри неупругой среды и вместо проекций смещений вводит проекции вектора скорости смещения и свою основную гипотезу формулирует так главные напряжения в каждой точке пропорциональны мгновенным главным удлинениям или сжатиям. На основании этой гипотезы Коши получает дифференциальные уравнения, отличающиеся от современных уравнений движения вязкой жидкости только отсутствием слагаемого с давлением. Затем он видоизменяет свою гипотезу, полагая напряжение состоящим из двух слагаемых, из которых первое считается пропорциональным мгновенным сжатиям или расширениям, а второе считается зависящим только от положения точки. Далее, второе слагаемое принимается пропорциональным скорости объёмного расширения. Вследствие этого получаются дифференциальные уравнения, сходные с уравненрмми движения вязкой сжимаемой жидкости. Таким образом, Кощи, создавая основные понятия теории упругости, вместе с этим установил и некоторые основные понятия теории движения вязкой жидкости. [c.19]

Большое влияние на понимание авторами физической картины течения бингамовских сред оказала работа М. Рейнера (1960 г.) [70]. В ней дан подробный анализ уравнений Г. Генки, области их применения и своего рода ключ к пониманию поведения сред имеющих несколько фундаментальных свойств. М. Рейнером, в частности, отмечается, что в соответствии с третьей аксиомой реологии реологическое уравнение более простого тела (низшего по иерархии) может быть получено из реологического уравнения менее простого тела (высшего по иерархии), если положить какие-либо константы последнего равными нулю . Это значит, например, что из реологического уравнения тела Шведова-Бингама (1) при tq = О можно получить реологическое уравнение вязкой жидкости, а при /i = О — реологическое уравнение тела Сен-Венана (пластического тела). В этой же работе Рейнер развивает свою мысль далее В соответствии с третьей аксиомой реологии, если известно решение задачи для бингамова тела, можно получить решение аналогичной задачи для сен-венанова тела, полагая величину Щл равной нулю . Здесь под тупл Рейнером понимается коэффициент динамической вязкости среды или, как его называют в реологии, коэффициент пластической вязкости. [c.46]

Теория пограничного слоя показала нам, что при движении твёрдого тела в вязкой жидкости при больших числах Рейнольдса возможен при известных условиях отрыв от тела вихрей. Мы уже указывали на большое значение этого обстоятельства для обоснования тех схем движения тела в идеальной жидкости, в которых существенное значение имеет наличие вихрей или вихревых слоёв (как. например, схема вихревых дорожек Кармана). Однако во всех таких схемах имеется известная доля произвола. Чтобы избавиться от этого произвола, следовало бы, рассматривая движение какого-либо тела в жидкости, решить такую задачу проинтегрировать точные уравнения гидромеханики вязкой жидкости, а затем в полученных интегралах перейти к пределу, устремив к нулю. Ничто не заставляет нас ожидать, что при этом получится как раз движение тела в идеальной жидкости, так как мы многократно уже указывали на то, что различный характер движений в вязкой и идеальной жидкостях определяется не только и не столько различием вида уравнений, сколько различием граничных условий. Задача в таком виде была поставлена Осееном, который в своих исследованиях сделал и первые шаги к её разрешению, совершив предельный переход для упрощённой системы уравнений движения вязкой жидкости. [c.632]

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 ...