Обтекание тел с отрывом пограничного слоя

ОБТЕКАНИЕ ТЕЛ С ОТРЫВОМ ПОГРАНИЧНОГО СЛОЯ [c.274]

Уравнения (8.108) и (8.109) можно решить относительно координаты точки отрыва, если известно U (х) и в результате расчета пограничного слоя найдены б (х) или б (х). При этом, однако, интервал значений л , на котором определяются эти функции, должен включать и значение х тр, определяющее точку отрыва. Но вблизи нее линии тока сильно отклоняются от поверхности тела, а пограничный слой настолько утолщается, что уже нельзя не учитывать его обратное влияние на внешний поток. Распределение давления по поверхности тела вблизи точки отрыва и за ней резко отличается от теоретического, и последнее становится непригодным для использования в расчете пограничного слоя. Поэтому при расчетах обтекания тел с отрывами применяют экспериментальные кривые распределения давления по поверхности тела, по ним устанавливают вид функции U (х) и используют ее для определения параметров пограничного слоя. [c.353]

Вопрос об отрыве решается в данной задаче только частично. Если заранее известно распределение скорости на внешней стороне пограничного слоя, соответствующее обтеканию тела с отрывом, то можно рассчитать местоположение точки отрыва. Следует заметить, что течение с отрывом, вообще говоря, нельзя рассчитывать только в рамках пограничного слоя. Эта задача более общего характера и может быть решена лишь совместно с расчетом внешнего обтекания (с учетом сильного взаимодействия пограничного слоя с внешним потоком). [c.61]

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

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

Рис. 7.2. Отрыв пограничного слоя а) обтекание тела с отрывом (А — точка отрыва) б) линии тока вблизи точки отрыва в) распределение скоростей вблизи точки отрыва (Р — точка перегиба).

На рис. 27.7 [81] представлены кривые изменения локального числа Нуссельта при поперечном обтекании цилиндра в зависимости от угла ф для различных чисел Рейнольдса в условиях постоянного теплового потока по поверхности. Из рисунка видно, что число Нуссельта уменьшается, начиная от передней критической точки, достигает минимума при некотором угле ф и далее вниз по потоку резко возрастает. В передней критической точке толщина ламинарного пограничного слоя мала и поэтому локальные коэффициенты теплоотдачи и числа Нуссельта велики. По мере удаления от критической точки вниз по потоку растет толщина пограничного слоя, вместе с ней растет его тепловое сопротивление и коэффициент теплоотдачи уменьшается. В зоне отрыва пограничного слоя коэффициент теплоотдачи вновь резко возрастает. В этой области происходят весьма сложные и еще до конца не ясные явления. Здесь, видимо, происходит периодический процесс — утолщение пограничного слоя, его отрыв и унос оторвавшейся массы жидкости вниз по потоку. Этот периодический процесс непрерывно повторяется. Можно ожидать, что чем больше таких процессов происходит в единицу времени, тем интенсивнее теплоотдача, так как в момент отрыва слоя тепловое сопротивление в этой зоне значительно уменьшается. Очевидно, что применить гидродинамическую теорию теплообмена (см. гл. 24) в этой области невозможно. На интенсивность теплоотдачи в зоне отрыва влияют число Рейнольдса, форма и качество поверхности (шероховатость) обтекаемого тела, физические константы жидкости. [c.321]

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

Сопротивления при обтекании твердого тела (кроме пластины, ориентированной вдоль векторов скорости набегающего потока) жидкостью или газом определяются не только касательными напряжениями, возникающими на твердой границе, но и влиянием образующейся за телом области вихревого течения. Образование этой области связано с явлением отрыва пограничного слоя. [c.246]

При обтекании тела с резко меняющимся профилем поверхности отрыв пограничного слоя является следствием проявления инерции жидких частиц в пределах пограничного слоя. Картина отрыва пограничного слоя в этом случае понятна из рис. 5.9. При обтекании плавной криволинейной поверхности отрыв пограничного слоя связан с характером изменения давления вблизи твердой поверхности. Рассмотрим подробнее механизм этого явления (рис. 5.10). [c.246]

При поперечном обтекании круглого цилиндра и при обтекании шара на передней части этих тел образуется ламинарный пограничный слой (по крайней мере, при достаточно низких числах Рейнольдса, когда переход к турбулентному пограничному слою не происходит). Расчет местной плотности теплового потока в окрестности критической точки и на лобовой поверхности тел выполняется рассмотренными методами. Однако в сечении цилиндра или шара, расположенном несколько выше по потоку, чем миделево, происходит отрыв ламинарного пограничного слоя (отрыв турбулентного пограничного слоя происходит несколько ниже миделева сечения). После отрыва пограничного слоя на поверхности тела наблюдаются колебания местного коэффициента теплоотдачи, соответствующие сложному вихревому характеру течения с уносом вихрей от поверхности в гидродинамический след. [c.274]

Равномерность поля скоростей, а также уровень и спектр пульсаций в выходном сечении воздухозаборника зависят, помимо состояния пограничного слоя, от суммарного угла поворота потока и длины внутреннего канала. Если внутренний канал достаточно длинный (его длина превышает 6—8 калибров от Z)bx/2 или Кл), то поток на выходе имеет приемлемые показатели равномерности и стационарности, хотя это выравнивание потока достигается за счет некоторого снижения полного давления. Если же воздухозаборник имеет более короткий внутренний канал, то может потребоваться установка специальной спрямляющей решетки для достижения требуемой равномерности и стационарности потока. Для этой же цели у поверхности центрального тела в дозвуковой части воздухозаборника, расположенной за горлом, иногда устанавливают специальные турбулизаторы (см. рис. 9.12). Турбулизаторы (генераторы вихрей) выполняют в виде коротких лопаток малого удлинения (козырьков), имеющих высоту, несколько большую толщины пограничного слоя (в 1,2—1,5 раза). При обтекании этих лопаток, устанавливаемых под большими углами атаки к потоку, возникают вихри, которые способствуют перемешиванию пограничного слоя с основным потоком. В результате этого предотвращается образование и развитие зон отрыва пограничного слоя от стенок и происходит выравнивание поля скоростей и уменьшение пульсаций потока в канале малой длины. [c.273]

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

В характерных для практики условиях обтекание тел сопровождается отрывом потока и образованием в кормовой части вихревой зоны течения. Своеобразие обтекания тел существенно сказывается и на теплоотдаче. Так, интенсивность теплоотдачи по периметру поперечно обтекаемого цилиндра резко изменяется по мере нарастания пограничного слоя от максимума в лобовой точке (ф = 0°) до минимума в области <р = 80—100°, а затем в кормовой части вновь возрастает из-за интенсивного вихревого движения жидкости. При прочих равных условиях теплоотдача максимальна, когда направление набегающего потока перпендикулярно оси цилиндра. С уменьшением угла атаки коэффициент теплоотдачи уменьшается. [c.228]

Особенности отрыва прилипших частиц в зависимости от длины поверхности. При обтекании тела турбулентным потоком вследствие изменения скорости по контуру обтекаемого тела и наличия пограничного слоя скорости потока на высоте радиуса частицы в различных сечениях потока будут различными. Поэтому лобовая сила взаимодействия воздушного потока на частицы, находящиеся на различных расстояниях от места встречи потока с препятствиями, будет неодинакова. Различные значения лобовой силы по длине обдуваемой поверхности (пластины) обусловливают неодинаковое удаление прилипших частиц. Для подтверждения этого обратимся к экспериментальным данным. В табл. X, 2 приведены опытные значения лобовой силы при отрыве сферических частиц различного диаметра для двух критических значений х (х — раС стояние от передней кромки пластины). [c.314]

При вихревой кавитации каверны наблюдаются в центре вихрей, образующихся в зонах, где имеются большие касательные напряжения. (В этом случае каверны могут быть перемещающимися или присоединенными.) Вихревая кавитация была обнаружена раньше других типов кавитации, так как она часто возникает на концах лопастей гребных винтов. Этот тип кавитации часто называют концевой кавитацией. На фиг. 1.8 приведена фотография, полученная с помощью высокоскоростной киносъемки, на которой показана присоединенная вихревая кавитация на гребном винте. Следует отметить, что относительно вращающегося винта этот тип кавитации значительно ближе к установившейся, чем любой из предыдущих типов. Концевая кавитация возникает не только на гребных винтах при обтекании внешним потоком, она также встречается и в каналах, например на концах лопастей осевых насосов. Концевая кавитация не является единственным примером вихревой кавитации. На фиг. 1.9 показана кавитация в следе за телом, образовавшемся вследствие отрыва пограничного слоя от сферы. В этом случае кавитация возникает не на поверхности тела и не вблизи него, а на границе зоны отрыва потока. Это кавитация вихревого типа. Поскольку течение очень неустойчиво. [c.23]

В настоящее время получили распространение приближенные методы расчета пограничного слоя. Они позволяют относительно быстро рассчитать с определенной точностью локальные значения коэффициента тре])ия, толщин потери импульса и вытеснения, а также положение места отрыва пограничного слоя. При наличии данных по распределению скорости внешнего потока вдоль стенки с помощью приближенных методов можно рассчитать пограничный слой в общем случае обтекания тела любого профиля. [c.115]

Рассмотрим некоторые общие свойства асимптотических решений уравнений Навье-Стокса при стремлении характерного значения числа Рейнольдса к бесконечности. Для определенности будем считать, что рассматривается задача внешнего обтекания тела с характерным линейным размером I сверхзвуковым потоком вязкого газа. Нетрудно установить, что в большей части течения при Де сх) влияние вязкости исчезает и уравнения Навье-Стокса переходят в уравнения Эйлера. Вблизи поверхности тела в пределе образуется поверхность контактного разрыва (благодаря чему выполняется условие прилипания), которая при некоторых условиях может отрываться от поверхности тела. Если вдоль такой поверхности продольные градиенты параметров течения достаточно малы, то, как известно, ее структура в первом приближении описывается уравнениями типа уравнений пограничного слоя Прандтля. [c.71]

Вторичные скачки очень четко видны также на фотографиях [24], но на большинстве из них, относящихся к обтеканию тел с изломом контура, явно присутствуют отрывные зоны за угловой точкой, судя по первому впечатлению, инициирующие образование скачка. Однако на снимке № 267 (обтекание полусферы с цилиндром при М = 1,96) ...нет никаких признаков отрыва в месте соединения сферы с цилиндром [24], в то время как слабый вторичный скачок все еще можно разглядеть. Таким образом, возникает впечатление (и оно усиливается тем, что скачки регистрируются в численных решениях, моделирующих безотрывное обтекание), что не отрыв пограничного слоя инициирует скачок, а наоборот — наличие вторичного скачка, порождаемого глобальными обстоятельствами, вызывает отрыв пограничного слоя (с областью отрыва малой протяженности), который и зафиксирован на большинстве фотографий в [24]. [c.290]

Простейший и в то же время практически очень важный случай турбулентного пограничного слоя мы имеем при продольном обтекании плоской пластины. С этим случаем мы встречаемся при вычислении сопротивления трения корабля, сопротивления крыла и фюзеляжа самолета, а также лопаток турбины или воздуходувки. Продольное обтекание плоской пластины характерно тем, что для него градиент давления вдоль стенки равен нулю, и поэтому скорость вне пограничного слоя остается постоянной. Правда, при обтекании только что перечисленных тел градиент давления не всегда равен нулю. Однако до тех пор, пока не возникает отрыва пограничного слоя, сопротивление трения во всех этих случаях, так же как и при ламинарном течении, мало отличается от сопротивления плоской пластины. Следовательно, закономерности пограничного слоя на плоской пластине являются основой для расчета сопротивления всех тел, у которых при обтекании не возникает резко выраженного отрыва. Распространение выводов, которые мы получим при изучении пограничного слоя без градиента давления, на пограничный [c.571]

Реальная физическая задача об обтекании заданного тела, разумеется, однозначна. Дело в том, что в действительности не существует строго идеальных жидкостей всякая реальная жидкость обладает какой-то, хотя бы и малой, вязкостью. Эта вязкость может практически совсем не проявляться при движении жидкости почти во всем пространстве, но сколь бы она ни была мала, она будет играть существенную роль в тонком пристеночном слое жидкости. Именно свойства движения в этом (так называемом пограничном) слое и определят в действительности выбор одного из бесчисленного множества решений уравнений движения идеальной жидкости. При этом оказывается, что Е общем случае обтекания тел произвольной формы отбираются именно решения с отрывом струй (что фактически приводит к возникновению турбулентности). [c.34]

В ударной волне давление испытывает скачок, возрастая по направлению движения газа. Поэтому, если бы ударная волна пересекла поверхность тела, то вблизи места пересечения имелось бы конечное возрастание давления на отрезке очень малой длины, т. е. имелся бы очень большой положительный градиент давления. Но мы знаем, что такое резкое возрастание давления вблизи твердой стенки невозможно (см. конец 40) оно должно вызвать явление отрыва, в результате чего картина обтекания изменится таким образом, что ударная волна отодвинется на достаточное расстояние от поверхности тела. Исключение составляют лишь ударные волны достаточно слабой интенсивности. Из изложенного в конце 40 доказательства ясно, что невозможность положительного скачка давления на границе пограничного слоя связана с предположением о достаточно большой величине этого скачка он должен превосходить некоторый предел, зависящий от значения R и убывающий с его увеличением. [c.585]

При обтекании тела практически безграничным потоком (внешняя задача) пограничный слой образуется, начиная от передней кромки (носика) тела. На рис. 8.17 штриховой линией показана условная граница пограничного слоя, т. е. такое расстояние от твердой поверхности, на котором скорость течения в пограничном слое отличается от скорости внешнего (потенциального) потока на заданную малую величину (например, на 1 % 0,5 %). В пределах пограничного слоя скорости изменяются очень резко, поскольку толщина б пограничного слоя в данном сечении невелика по сравнению с расстоянием х от точки его образования (см. рис. 8.17 и 8.19). Вниз по течению толщина пограничного слоя возрастает, однако, как показывает опыт, малость отношения Ых сохраняется на всей длине обтекаемого тела [это справедливо, если не возникает отрывов (см. ниже)]. [c.326]

Механизм отрыва при обтекании угла может быть объяснен свойством инерции пограничного слоя. Этот инерционный срыв в точке С (рис. 158, а) с последующим распадом на вихри уже рассматривался в 17 с позиций динамики невязкой жидкости (поверхности раздела). На рис. 159 представлена картина обтекания угловатого тела, где хорошо видны отрывные течения за углами. [c.302]

В сечении С поток отходит от стенки, а пограничный слой трансформируется в отрывное течение. Границей отрывного течения и внешнего потока является условная линия раздела (в двухмерном представлении), хорошо прослеживаемая, например, для случая обтекания цилиндра (рис. 160, 161). Обратные скорости отрывного течения убывают с увеличением расстояния от стенки, и можно наметить линию нулевых скоростей, вокруг которой происходит циркуляция частиц. Это течение носит неустойчивый характер. Возникающие вихри, отрываясь от тела, уплывают вниз по течению на их месте возникают новые и т. д. Таким образом, несмотря на общий установившийся характер движения, в области отрывного течения скорости в отдельных точках пространства периодически колеблются. [c.304]

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

Обтекание тел с затупленной кормовой частью (неудобообте-каемых тел), как правило, сопровождается отрывами. Кинематическая структура потока зависит от числа Рейнольдса и, если движение возникло из состояния покоя, от времени с начала движения. На рис. 8.29 показаны снятые на кинопленку последовательные стадии развития пограничного слоя и формирования вихрей при обтекании кормовой части цилиндрического тела потоком воды, начинающим движение из состояния покоя. В начальный момент пограничный слой почти отсутствует, и течение близко по структуре к потенциальному. В дальнейшем происходит нарастание пограничного слоя, его утолщение и, наконец, отрыв (рис. 8.29, 4). Оторвавшийся пограничный слой свертывается в крупный вихрь, оттесняющий поток от поверхности тела. [c.350]

Одним ИЗ важнейших факторов, влияющих на величину Квнр, а значит, и на положение точки перехода, является градиент давления. Как известно, при обтекании тел он может быть как положительным, так и отрицательным. В области отрицательных градиентов, т. е. в области ускоряющегося или конфузорного течения, пограничный слой чаще всего остается ламинарным, тогда как в области положительных градиентов (или диффузорного течения) обычно происходит переход к турбулентному режиму. При этом точка перехода располагается ниже точки минимума давлений, поэтому в первом приближении положение точки перехода на удобообтекаемых телах при отсутствии отрывов пограничного слоя можно определять по положению точки минимума давлений. Поскольку последнее зависит от формы профиля тела, можно в определенных пределах управлять положением точки перехода, изменяя надлежащим образом форму профиля. Это используется для снижения сопротивления трения тонких крыловых профилей. Дело в том, что трение, определяемое касательными напряжениями, в ламинарном слое гораздо меньше, чем в турбулентном. Выполняя профиль таким, чтобы его сечение с наибольшей толщиной, при- [c.362]

Рассмотрим в качестве примера потенциальное бесциркуляционное обтекание круглого цилиндра ( 4 гл. 7). Начиная от передней критической точки /<1, давление убывает dpldx < 0), а скорость возрастает вплоть до точки С, за которой начинается обратное изменение давления и скорости. Жидкие частицы на участках пути вблизи границы Ki испытывают ускорение, обусловленное падением давления в направлении движения, и их кинетическая энергия возрастает. В идеальной жидкости этому ускорению ничто не препятствует, но в реальной движение тормозится трением, развивающимся благодаря прилипанию жидкости к твердой поверхности и образованию пограничного слоя. Все же благодаря прямому перепаду давления ускорение в нем наблюдается, по крайней мере, до точки С. Иначе обстоит дело на участках С/<2. Здесь dpldx > 0 и частицам приходится двигаться против нарастающего давления, В идеальной жидкости это приводит лишь к убыванию кинетической энергии и восстановлению полного давления, достигаемого в точке К2- В реальной жидкости часть кинетической энергии должна быть затрачена еще на компенсацию работы сил трения, оказывающих тормозящее действие. В связи с этим частицы, двигавшиеся в пограничном слое и имевшие малый запас кинетической энергии, начиная с некоторой точки О (рис. 186), не могут уже преодолевать совокупное действие обратного перепада давления и трения они в этом сечении останавливаются, а частицы, двигающиеся по более удаленным от тела траекториям, отклоняются в сторону внешнего потока. Часть жидкости, расположенная ниже точки О, под действием обратного градиента давления получает возвратное движение. Это явление и называют отрывом пограничного слоя. Структура течения и конфигурация линий тока вблизи точки отрыва показаны ка рис. 186. [c.382]

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

Тормозящее влияние обратного перепада давления является необходимым условием отрыва пограничного слоя с поверхности тела. Так, при постоянстве давления вдоль пограничного слоя отрыв произойти не может. Условие постоянства давления возникает, например, при обтекании тела тонкой сравнительно с размерами тела струей. Внешняя граница такой струи является свободной поверхностью, так как граничит с неподвижной средой, в которой давление повсюду постоянно. Отрыв пограничного слоя от поверхности тела в такой струе не происходит тонкие струи прилипают к поверхности тела, вдоль которой они распространяются. Это любопытное, часто наблюдаемое явление иногда называют эффектом Коанда по имени румынского инженера А. Коанда, который обратил внимание на это явление еще в 1910 г. 2). [c.448]

В рамках классической теории пограничного слоя [Prandtl L., 1904] задача об асимптотическом состоянии вязкого течения около твердого тела при больших числах Рейнольдса приводит к исследованию областей внешнего невязкого потока и пограничного слоя. Пограничный слой описывается системой уравнений параболического типа, а внешний поток при сверхзвуковых скоростях — системой гиперболического типа. Решения краевых задач для таких систем обладают тем свойством, что распределение искомых функций в некоторой области пространства определяется краевыми условиями на границе, лежащей вверх по потоку от этой области. Такая ситуация имеет место, например, при обтекании тонкого тела потоком с умеренной сверхзвуковой скоростью или в случае гиперзвукового обтекания, если только взаимодействие пограничного слоя с внешним потоком является слабым. Однако если краевые условия заранее неизвестны и подлежат определению при совместном решении задач для обеих областей, то ситуация будет иной. Это относится, в частности, к течению со свободным взаимодействием в области, расположенной перед точкой отрыва потока [Нейланд В. Я., 1969, а глава 1] или перед донным срезом тела [Матвеева Н.С., Нейланд В.Я., 1967 глава 3], а также к гиперзвуковому обтеканию пластинки конечной длины [Нейланд В. Я., 1970] и течению около треугольного крыла при сильном взаимодействии [Козлова И.Г., Михайлов В.В, 1970]. В таких задачах внешнее течение, а значит, и давление в пограничном слое, определяется распределением толщины вытеснения пограничного слоя, которое выражается интегральным образом через искомые функции этого слоя. Следствием интегро-дифференциального характера задачи является то, что возмущения, задаваемые в плоскости симметрии треугольного крыла, могут распространяться по потоку вплоть до его передних кромок. [c.187]

Особенно примечательное явление, связанное с переходом течения в пограничном слое из ламинарной формы в турбулентную, наблюдается при обтекании тела с тупой кормовой частью, например круглого цилиндра или шара. Из рис. 1.4 и 1.5 мы видим, что при числах Рейнольдса Fd/v,. равных для круглого цилиндра приблизительно 5 10 , а для шара приблизительна 3 10 , коэффициент сопротивления цилиндра и шара внезапно сильно уменьшается. Впервые это явление было обнаружено для шара Г. Эйфелем [ ]. Столь резкое уменьшение сопротивления объясняется возникновением в пограничном слое турбулентного течения. Турбулизация пограничного слоя,, т. е. возникновение в нем турбул (нтного перемешивания, значительна усиливает увлекающее действие внешнего потока по сравнению со случаем ламинарного пограничного слоя, и это приводит к перемещению точки отрыва назад, т. е. вниз по течению. Если для пограничного слоя, остающегося ламинарным на всем протяжении, точка отрыва лежит приблизительно на экваторе шара, то после турбулизации пограничного слоя она перемещается на довольно значительное расстояние назад, т. е. на заднюю половину шара. Вследствие этого область застойного течения позади тела значительно суживается и распределение давления приближается к распределению давления при течении без трения (см. рис. 1.10). Сужение же застойной области приводит к значительному уменьшению сопротивления давления, что дает о себе знать в виде скачкообразного понижения кривой = / (Ре) (см. рис. 1.4 и 1.5). Правильность такого объяснения подтвердил Л. Прандтль путем следующего опыта [Щ, Несколько впереди экватора шара, обтекавшегося потоком воздуха, он укрепил на поверхности шара тонкое проволочное кольцо. Наличие этого кольца вызвало искусственную турбулизацию пограничного слоя уже при умеренном числе Рейнольдса [c.50]

Силы вязкости приводят к отрыву пограничного слоя и образованию позади тела вихреобразного движения жидкости (рис. 3.11). Давление вязкой жидкости на цилиндр у точки А почти не отличается от давления при обтекании его идеальной жидкостью. Существенно то, что движение в пограничном слое тормозится и частицы жидкости приходят в точки Б и В с меньшими скоростями, чем в случае обтекания идеальной жидко- [c.46]

Возникновение Т. при обтекании ТВ. тел может проявляться не только в виде турбулизации пограничного слоя, но и в виде образования турбулентного следа за телом в результате отрыва пограничного слоя от его поверхности. Турбулизация пограничного слоя до точки отрыва приводит к резкому уменьшению полного коэфф. сопротивления тела. Т. может возникнуть и вдали от тв. стенок при потере устойчивости поверхности разрыва скорости (напр., образующейся при отрыве пограничного слоя или являющейся границей затопленной струи или поверхностью разрыва плотности) или при потере устойчивости распределения плотности жидкости в поле тяжести, т. е. при возникновении конвекции. Англ. учёный Дж. У. Рэлей установил, что критерий возникновения конвекции в слое жидкости толщиной к между двумя плоскостями с разностью темп-р дТ имеет вид Яа= ё к ЬТЬх, где g — ускорение свободного падения, р — коэфф. теплового расширения жидкости, X — коэфф. её температуропроводности. Критич. число Рэлея Лвкр имеет значение 1100—1700. [c.770]

Наличие даже слабого скачка уплотнения приводит к резкому увеличению давления во внешнем потоке. Рост давления передается навстречу потоку по дозвуковой части пограничного слоя. Линии тока отклоняются от стенки, порождая в сверхзвуковой частя пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность скачка уплотнения вблизи области взаимодействия. Продольный градиент давления в пограничном слое оказывается значительно меньше, чем во внешнем потоке. Если скачок слабый, то движение в пограничном слое происходит под воздействием небольшого положительного градиента давления и отрыв потока не происходит. С увеличением интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке возрастает градиент давления вблизи стенки и возникает отрыв пограничного слоя. При этом увеличивается отклонение линий тока в сверхзвуковой части течения, благодаря чему поддерживается необходимое распределение давления, соответствующее данной интенсивности скачка уплотнения. В зависимости от условий во внешнем потоке (интенсивности скачка уплотнения, местного числа М, ускоренного или замедленного характера течения) и формы обтекаемого тела возможны два случая. В первом случае поток после отрыва присоединяется снова к стенке. Сразу за скачком уплотнения возникают волны разрежения, как при обтекании внешнего тупого угла. В месте присоединения поток направлен под некоторым углом к стенке, поэтому здесь возникает новый скачок уплотнения, который может вызвать иногда новый отрыв пограничного слоя. Таким образом, могут появиться несколько 22 [c.339]

Кризис обтекания можно вызвать искусственно и при докри-тических числах Re, если искусственно турбулизировать пограничный слой. Таким образом, для уменьшения сопротивления плохо обтекаемых тел надо уменьшать величину ламинарного участка с тем, чтобы отрывался турбулентный слой. [c.340]

С течением времени начинают сказываться силы вазко-сти. Течение жидкости у поверхности тела замедляется. Наиболее сильно уменьшается скорость частиц у позерх-ности цилиндра (и = п = О в силу условия прилипания), в то время как при у = оо скорость не уменьшается ( 1у==оо = ос)- Поэтому из-за необратимой потери эн(ргии давление в кормовой точке (у = О, й = я) не восстанавливается до значения рд, где рд — давление в лобовой критической точке. Более того, за точкой минимума давления аере-мещение жидкости вниз по потоку становится невозможным, так как в этой области под действием противодавления возникает обратное течение. В результате в зоне встречи прямого и обратного течений возникает искажение безотрывного обтекания. Пограничный слой раздувается и, г ако-нец, отрывается. [c.432]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...