Характер внешнего обтекания

Характер внешнего обтекания [c.217]

Если предположить, что поток невязкий, дав.ление на поверхности за скачком резко возрастает. Однако пограничный слой не может выдержать разрыва давления, поэтому характер внешнего обтекания изменяется, и около стенки скачок вырождается в семейство волн сжатия, как и в других случаях взаимодействия. В турбулентном потоке (фиг. 9,10) давление на поверхности вначале растет по крутой зависимости, но его градиент уменьшается вниз по потоку. В с.лучае слабого скачка это уменьшение градиента давления начинается в точке, где р — 0,528/) (р,, — давление торможения). Б случае сильного скачка отрыв осуществляется в точке, где давление ниже своего значения в. звуковой точке, и уменьшение градиента начинается сразу после отрыва [21]. [c.250]

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]

При определении коэффициента теплоотдачи исходят из характера задачи (внутренняя, внешняя), простоты, удобства и возможности практического использования результатов экспериментального исследования в расчетах теплообменных устройств. Рассмотрим два характерных случая внешнее обтекание тел и течение в трубах, [c.98]

Все физические свойства в безразмерных комплексах относят к средней массовой температуре жидкости (или к температуре вне пограничного слоя в задачах внешнего обтекания). Подстрочный индекс пс относится к решению при постоянных физических свойствах или к опытным данным, полученным при малых температурных напорах. Вязкость jio определяют при температуре поверхности, а р.т — при средней массовой температуре жидкости. Показатели тип зависят от геометрических параметров и характера течения. [c.310]

Зависимость =/(Re) сложная, и характер ее определяется согласно данным автора [6-16—6-17], главным образом изменением состояния потока в пограничном слое. В частности, в отводах с Ло/Ао = 0,55ч-1,5, особенно при их установке недалеко за плавным входом, характер течения аналогичен внешнему обтеканию цилиндра или шара. [c.262]

На основании общих соображений, приведенных в начале гл. V, задачу о внешнем обтекании тела можно значительно упростить, сделав наперед предположение о безвихревом характере движения. В этом предположении во всей области движения имеем [c.270]

Температура потока у стенки значительно отличается от средней температуры потока, но в формуле (60) при расчете теплообмена в трубах принимается средняя температура теплоносителя. Коэффициент теплоотдачи а зависит от многих факторов. Основные факторы, определяющие величину а, — это характер движения жидкости (ламинарный или турбулентный), физически свойства жидкости, скорость движения, направление потока по отнощению к омываемой поверхности, форма сечения и длина канала, положение поверхности канала в пространстве при внешнем обтекании, направление теплового потока, шероховатость поверхности. [c.68]

Уравнения движения вязкого газа описывают течения с существенно различными физическими и математическими свойствами. При численном моделировании область интегрирования следует разбивать таким образом, чтобы учесть характер решения в каждой области. Например, для задач внешнего обтекания можно ввести такие, подобласти течение вблизи затупления, вблизи отошедшей ударной волны, зона разворота потока, пограничного слоя, возникновения местных дозвуковых зон, область взаимодействия пограничного слоя и ударной волны, области резкого изменения кривизны профиля обтекаемого тела, зоны взаимодействия и поглощения энтропийного слоя и т. п. [c.121]

При дозвуковых скоростях полета и безотрывном обтекании закругленных передних кромок и внешней поверхности обечайки диффузора сопротивление давления обечайки отсутствует. Более того, в этом случае возникает так называемая подсасывающая сила, противоположно направленная силе дополнительного сопротивления (см. рис. 2.4). Величина подсасывающей силы зависит от типа входного устройства и характера его обтекания. При безотрывном обтекании дозвукового диффузора с закругленными кромками обечайки в идеальном случае подсасывающая сила равна силе дополнительного сопротивления [6]. При обтекании острых кромок сверхзвукового диффузора с отрывом потока, что имеет место при дозвуковых скоростях полета, подсасывающая сила существенно меньше силы дополнительного сопротивления и в пределе при нулевой толщине передней кромки обечайки ее можно считать равной нулю. [c.52]

Из уравнения (11.62) следует, что при обтекании полубесконечной пластины скорость жидкости распределена в области б > 2 б// по логарифмическому закону однако, в отличие от рассмотренного ранее случая бесконечной пластины, величины ш и 6/7, входящие в выражение для не постоянны, а представляют собой функции х. Вблизи внешней границы турбулентного пограничного слоя, т. е. при г, близких к б, в выражение для помимо логарифмического члена входят члены, пропорциональные г в степени выше второй, т. е. распределение скоростей приобретает сложный характер. Вследствие этого внешняя граница турбулентного пограничного слоя оказывается размытой. [c.411]

Следует, однако, иметь в виду, что течений жидкости, строго отвечающих условиям потенциальности, в природе и технике не встречается. Представление о безвихревом характере движения является идеализацией, которая лишь с большей или меньшей степенью достоверности воспроизводит отдельные классы реальных течений. И тем не менее эта идеализация имеет важнейшее не только теоретическое, но и прикладное значение. Оно обусловлено тем, что вязкость жидкости, являющаяся первопричиной (для несжимаемой жидкости единственной) возникновения вихрей, проявляется, как правило, в ограниченных областях вблизи твердых поверхностей или в относительно узкой полосе за обтекаемым телом. В остальной части потока его завихренность может оказаться настолько малой, что поток можно считать потенциальным. Разумеется, встречается немало случаев, когда поток является сплошь завихренным и ни в какой его части влияние вязкости нельзя считать малосущественным. Такой поток может быть рассчитан только методами теории вязкой жидкости. Однако в тех случаях, когда допущение о потенциальности обосновано, его использование может значительно облегчить решение основной задачи гидродинамики. К числу таких случаев относится, например практически важная задача об обтекании твердых тел безграничным потоком (так называемая внешняя задача гидроаэродинамики). [c.225]

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]

Этого условия оказывается достаточно для решения общего уравнения сохранения энергии внутри теплозащитного покрытия (3-44) при любом характере изменения внешних параметров обтекания. При этом скорость перемещения внешней поверхности определяется с привлечением соотношения (5-8). [c.133]

Характер течения вокруг цилиндра показан на рис. 22 для случая Ro/б = 7. Как и в случае обтекания плоской пластины стоячей волной, вихрь в пограничном слое вращается в направлении, противоположном вихрю вне пограничного слоя. Центр вращения внешнего вихря находится на бесконечности, а скорость в вихре [c.105]

Анализ колебаний с большими амплитудами колебания давления и скорости при условии, что пограничный слой остается ламинарным, показывает, что характер обтекания тел изменяется. В этом случае происходит деформация формы как вихрей внешнего акустического потока, так и вторичных вихрей внутреннего течения., [c.164]

При наличии временных флуктуаций внешних воздействий потеря устойчивости оболочек и их закритические деформации имеют характер случайных процессов. Случайные закритические колебания возникают, например, в тонкостенных конструкциях летательных аппаратов при обтекании сверхзвуковым турбулентным потоком газа. [c.220]

Полученные таким образом величины подъемной силы хорошо согласуются с результатами измерений на колеблющихся профилях. Описанный метод позволяет повысить точность расчета характеристик винта. Без учета срыва теория сильно завышает подъемную силу винта при сильном его нагружении, а при расчете срыва по стационарным характеристикам подъемная сила сильно занижается. Учет нестационарности и пространственного характера обтекания дает хорошую сходимость результатов расчетов с экспериментальными данными, причем эффекты скольжения дают 40% поправки, а остальные 60% определяются учетом динамического срыва. В работе [Т.30] описывается дальнейшее развитие указанного метода расчета срыва на отступающей лопасти с учетом крутильных колебаний лопасти. Для расчета коэффициента момента также используется эффективный угол атаки, подобный адин, но выбрано другое значение параметра i. Установлено, что расчетные нагрузки в цепи управления по тангажу, как и остальные нагрузки, хорошо сходятся с полученными при летных испытаниях. Совпадают амплитуды нагрузок и качественно сходятся законы их изменения. Улучшилась также сходимость расчетных и экспериментальных характеристик винта в условиях сильного нагружения. Хотя учет влияния угла скольжения существенно сказывается на аэродинамических характеристиках винта, нагрузки в цепи управления в условиях срыва от угла скольжения не зависят. В рассмотренном случае возникновение динамического срыва на конце лопасти вело к одновременному срыву на внешней части лопасти протяженностью около 40% радиуса. В результате срыва возникали очень большие нагрузки на управление, которые к тому же усиливались последующими крутильными деформациями лопасти. Дальнейшее развитие описанного метода определения аэродинамических сил на лопасти дано в работе [G.97]. [c.815]

Оказывается, что на тягу двигателя влияют не только внутренние процессы, происходящие в двигателе, но и характер обтекания потоком воздуха внешних частей двигателя. [c.145]

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]

Обтекание вязкой жидкостью тел цилиндрической формы рассчитывалось в ряде работ, большинство из которых имело скорее методический или поисковый характер из-за трудностей достаточно точной аппроксимации уравнений Навье — Стокса и граничных условий для внешней задачи обтекания. В некоторых работах, например [5—7], были получены стационарные отрывные области за телами как при малых числах Рейнольдса, так и при довольно значительных (до нескольких сотен), хотя известно из экспериментов, что при числах Рейнольдса, больших —40, течение за телом становится неустойчивым и возникают вихревые дорожки Кармана. Этот факт некоторые исследователи связывают с различной природой физической и математической неустойчивости течения в отрывной области, однако строгого и убедительного подтверждения такого мнения еш,е нет. Численные решения подобного рода при достаточно высоких числах Рейнольдса можно рассматривать как численные эксперименты, полезные для понимания свойств решений уравнений Навье — Стокса. [c.236]

При теплопередаче за счет свободной конвекции в ограниченном или неограниченном объеме, что наиболее характерно для дымовых труб с воздушными вентилируемыми зазорами и металлическими вставками, участвующий в теплопереносе газ или воздух омывает теплоотдающее тело. Если размеры или температура тела не велики, то течение газа около теплоотдающей поверхности имеет ламинарный характер на всем протяжении обтекания. При повышении температуры или высоты зазора происходит отрыв струй с внешней поверхности потока по мере его нагревания и расширения, толщина же невозмущенного потока изменяется мало. [c.118]

При гиперзвуковом обтекании тонких треугольных крыльев характер течения в пространственном пограничном слое, взаимодействующем с внешним невязким потоком, существенно зависит от формы поперечного сечения крыла и величины параметра, характеризующего отношение толщины крыла к толщине вытеснения пограничного слоя [Дудин Г.Н., 1988, б]. Возникающее достаточно сильное вторичное течение значительно усложняет картину обтекания такого крыла по сравнению со случаем течения около плоского треугольного крыла. При обтекании крыльев взаимодействие пограничного слоя с внешним потоком может приводить к образованию [c.340]

Нелинейные явления, протекающие в рассматриваемых системах, при современном состоянии теории вихреобразования не могут быть рассмотрены подробней математически. Расчет возникающих при обтекании тела вихрей и в отсутствие резонатора представляет нерешенную до сих пор проблему. Тем не менее можно рассчитывать на успех расчета при наличии резонатора, когда может иметь место, например, захват частоты колебаний вихрей колебаниями резонатора и т. п. явления, характерные для автоколебательных систем. Поэтому, напротив, интересно знать, в какой мере может быть пригодной для практических целей более примитивная точка зрения, игнорирующая нелинейный характер связи между вихрями и резонатором, рассматривающая пульсации давления, вызванные вихреобразованием, как заданную внешнюю силу, приложенную к резонатору. Очевидно, что такой упрощенный подход к интересующему нас явлению возможен лишь в том случае, если система вихрей имеет значительную степень самостоятельности, так что амплитуды и ча- [c.160]

Если в движущемся газе отсутствует внутреннее трение, такой газ называют идеальным. Реальные газы вследствие вязкости ие могут скользить вдоль поверхности тела, так как скорости частиц, граничащих (соприкасающихся) с ней, равны нулю. Газ как бы прилипает к поверхности тела. Одиако эта скорость резко возрастает при удалении от обтекаемой поверхности. На внешней границе весьма тонкого по сравнению с размерами тела пограничного слоя скорости газа достигают значений, соот-ветствую цих значениям свободного скольжения идеального газа. Поэтому понятие идеального газа может быть применено при расчете обтекания таких тел, как крыло, лопатки турбины, и др. В случае если пограничный слой отрывается от поверхности тела, характер течения вязкого газа значительно отличается от характера течения идеального газа. [c.21]

Характер течения показан на рис. 8 В кая дом из квадрантов возникают два вихря один — в относительно тонком пограничном слое, другой — вне пограничного слоя. Угловая скорость вихрей пограничного слоя противоположна угловой скорости наружных вихрей. При обтекании цилиндра в неограниченной среде центр вращения внешнего вихря находится на бесконечности, в ограниченной среде он размещается на конечном расстоянии от поверхности цилиндра. В дальнейшем толщиной пограничного вихря А будет называться расстояние от поверхности цилиндра до первого нуля радиальной компоненты скорости (при произвольном ф). Как следует из (66) и рис. 6, А = 1,9 o и не зависит от отношения a/o. Как показывают экспериментальные результаты (см. гл. 2, 2), толщина вихрей пограничного слоя вблизи цилиндра согласуется с теорией Шлихтинга только при а/Ь ЗО-ь-40, при а/Ь < 5 различие между теорией и экспериментом может быть больше чем на порядок. [c.106]

Для аппроксимации исходных уравнений в пространстве переменных ( , т], I) вводится сетка, величина шагов интегрирования которой определяется характером изменений течения, условиями внешнего невязкого обтекания, граничными и начальными условиями, метрикой поверхности обтекаемого тела. Введение обобщенных переменных подобия удобно в том отношении, что искомые функции в ламинарном пограничном слое изменяются по поперечной координате подобным образом при разных значениях и т]. В турбулентной зоне пограничного слоя изменение всех величин становится в тех же переменных подобия более заметным, толщина расчетного пограничного слоя сильно увеличивается. Поэтому можно использовать неравномерную сетку по для увеличения числа точек сетки в ламинарном подслое. В данном методе это легко делается. Шаг интегрирования по координате, перпендикулярной к телу /1г(/=1,. .., ), выбирается переменным таким образом, чтобы он уменьшался вблизи стенки и увеличивался во внешней области пограничного слоя. В ламинарном подслое развитого турбулентного пограничного слоя выбирается примерно десять узловых точек. Выбор значений массива (/=1,. .., Ь) может определяться величинами вторых производных [c.339]

Изменение пульсационной составляющей выходного сигнала термоанемометра е по длине пластины в холодном режиме иллюстрируют осциллограммы фиг. 3, а. Начиная с минимального в данном опыте расстояния от передней кромки х = 70 мм (/) пограничный слой был сильно возмущен (сравнительно небольшая величина сигнала обусловлена нахождением чувствительного элемента датчика термоанемометра во внешней части тонкого здесь пограничного слоя). Течение носило нестационарный характер ламинарный и турбулентный режим перемежались между собой с низкой частотой (3). Это, возможно, связано с изменением положения линии торможения относительно передней точки носика пластины. При положении линии торможения на рабочей (верхней) поверхности пластины происходило плавное развитие пограничного слоя (i). Аэродинамическое сопротивление потока верхнего канала (над пластиной) уменьшалось, а скорость течения в нем относительно скорости нижнего канала увеличивалась, и при этом линия торможения смещалась на нижнюю поверхность пластины. Обтекание передней кромки проходило теперь возвратным потоком, [c.35]

Теория свободного взаимодействия впервые была предложена в работах [1,2] при изучении задачи локального взаимодействия падающей ударной волны с ламинарным пограничным слоем. Уравнения, описывающие свободное взаимодействие внешнего стационарного трансзвукового потока с ламинарным пограничным слоем, были впервые выведены в [3]. В результате первых численных расчетов этих уравнений было исследовано поведение поверхностного трения [4-6]. Вопрос о возникновении сверхзвуковых зон и замыкающих их ударных волн, а также взаимодействие этих ударных волн с пограничным слоем является одним из основных в трансзвуковой газовой динамике. Еще на заре развития трансзвуковой газовой динамики были произведены эксперименты [7], которые показали, что пограничный слой существенно влияет на формирование трансзвукового течения, в частности на структуру сверхзвуковых зон, и взаимодействие ударной волны с пограничным слоем носит неклассический характер. Выводы работы [7] полностью согласовывались с выводами появившейся затем теории свободного взаимодействия [1-3]. В настоящей работе этот вопрос впервые изучается в рамках теории свободного взаимодействия в случае обтекания малой неровности установившимся трансзвуковым потоком газа. Начало исследованиям о влиянии малой неровности, расположенной в нижнем вязком подслое, на течение в области свободного взаимодействия при сверхзвуковых скоростях обтекания было положено в [8, 9]. [c.50]

Рассмотрим подробно случай постоянного градиента скорости внешнего потока ujoo = Ах т = 1), который реализуется в окрестности критической точки при внешнем обтекании тела. Для малоамплитудных колебаний с точностью до членов, характери-зуюш,их вторую гармонику, температурное поле в пограничном слое можно представить в виде [c.111]

При решении задач внешнего обтекания в рамках вязких уравнений для предсказания величин трения, характера теплообмена следует учитывать сильные градиенты величин вблизи поверхности. При численной реализации граничные условия должны выполняться с высоким порядком точности. Поэтому вблизи поверхности удобно использовать систему координат, связанную с геометрией тела. В этом случае поверхность тела является координатной и граничные условия записываются наиболее просто. Например, граничное условие прилипания можно записать в виде i/ = y = o = 0 при = onst. [c.50]

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]

Таким образом, установлены o6o6mejHHHe зависимости для расчета теплоотдачи продольно движущегося в гладких каналах плотного слоя в значительном диапазоне изменения основных факторов. При этом в указанных пределах выявлено отсутствие влияния направления теплового потока, характера обтекания поверхности нагрева (внутреннее и внешнее обтеканяе при движении в трубках и каналах кольцевого сечения), а также рода материала частиц слоя. [c.646]

Дженни, Олсон и Лендгриб [J.10] сравнили несколько методов расчета аэродинамических характеристик на режиме висения а) простые формулы с равномерной скоростью протекания и постоянным коэффициентом сопротивления, б) элементно-импульсную теорию, в) вихревую теорию Голдстейна — Локка, г) численное решение с неравномерной скоростью протекания без учета и с учетом поджатия следа (в последнем случае структура следа была заранее задана по экспериментальным данным). Обнаружилось, что классические методы и численное решение без учета поджатия следа завышают величину потребной мощности на висении, причем ошибка возрастает с увеличением нагрузки лопасти Сг/а (а также с увеличением концевого числа Маха и коэффициента заполнения и уменьшением крутки). Ошибки были объяснены тем, что не учтено под-жатие спутной струи или, другими словами, не принята во внимание действительная форма концевых вихрей. На нагрузку лопасти сильное влияние оказывает концевой вихрь, сходящий с предыдущей лопасти, т. е. нагрузка в значительной степени зависит от положения этого вихря по радиусу и вертикали относительно лопасти. Влияние вихря заключается в увеличении углов атаки внешних (для вихря) сечений лопасти и уменьшении углов атаки внутренных сечений. При умеренных (0,06 Ст/о 0,08) и больших нагрузках лопасти вихрь может вызвать срыв в концевой части, а значит, ограничить достижимую нагрузку концевой части и увеличить ее сопротивление, снизив тем самым эффективность несущего винта. Так как в концевой части лопасти нагрузка максимальна, аэродинамические характеристики винта в сильной степени зависят от характера обтекания концевых частей, а следовательно, от небольших изменений положения вихря (а также изменений профиля и формы лопасти в плане). Эффекты сжимаемости тоже играют важную роль, так как число Маха на конце лопасти максимально. Если бы сжимаемость воздуха и срыв не сказывались, влияние концевых вихрей на распределение нагрузки было бы еще сильнее, но эти факторы действуют взаимно исключающим образом. Если поджатием следа пренебречь, то все сечения лопасти становятся внутренними для вихря и он нигде не увеличивает углов атаки. При использовании схемы распределенной по следу завихренности или даже более простых схем влияние концевых вихрей вообще нельзя оценить. Таким образом, уточнение формы следа является решающим моментом в усовершенствовании методов расчета амодинами-ческих характеристик винта на режиме висения. Положение концевого вихря по радиусу и вертикали относительно следующей лопасти, к которой он подходит очень близко, имеет [c.99]

Одним из наиболее универсальных методов определения аэродинамических характеристик является метод, основанный на ударной теории Ньютона [15]. Его суть состоит в том, что вычисление аэродинамических коэффициентов осуществляется путём интегрирования динамического давления по незатенённой внешней поверхности тела. При этом считается, что соударение частиц газа с телом носит неупругий характер, т. е. происходит гашение нормальной к поверхности составляющей количества движения потока. Метод Ньютона находит особенно широкое применение в тех случаях, когда аппарат имеет несложную конфигурацию, а скорость полёта достаточно велика и обеспечивает гиперзвуковое обтекание (М >6). Он может быть эффективно использован для приближённых аэродинамических расчётов на ранних этапах формирования облика и проектирования космического аппарата. [c.54]

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]

Если же граница есть подвижная поверхность, то скорость частицы газа равна по величине и направлению скорости точки поверхности, к которой она примыкает. Существуют и другие граничные условия вязкого газа, с которыми мы встретимся при рассмотрении конкретных задач. Необходимо отметить, что отличие в граничных условиях вязкого газа от граничных условий идеального газа имеет существенное значение. Принципиальное отличие движения вязкого газа от движения идеального газа заключается не в математической сложности задачи, а в совершенно иных граничных условиях. Газы, в том числе и воздух, являются маловязкими средами. Одноко даже для маловязких газов свойство прилипания к границе приводит к существенному изменению характера течения вблизи границы по сравнению с соответствующим течением идеального газа. Прилипание значительно изменяет картину линий тока вблизи границы, так как оно вызывает торможение прилегающего к границе тонкого слоя газа. В этом тонком слое скорость обтекания неподвижной границы возрастает от нуля на границе (вследствие прилипания) до своего полного значения во внешнем потоке, в котором газ можно рассматривать лишенным вязкости (идеальным). [c.134]

Аналогично проводятся также расчеты нейтральной кривой и в случае более сложных профилей скорости, соответствующих, например, пограничному слою при обтекании искривленных поверхностей и при течениях с градиентом скорости во внешнем потоке. Любопытно, что форма получаемой при этом кривой существенно зависит от того, имеет ли профиль скорости точку перегиба (т. е. обращается ли в нуль при некотором г) или нет. В последнем случае граница области усто 1-чивости имеет то же характер, что и в случаях те< ения Пуазей- [c.132]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...