Давление в критической точке обтекаемого тела

ДАВЛЕНИЕ В КРИТИЧЕСКОЙ ТОЧКЕ ОБТЕКАЕМОГО ТЕЛА 363 [c.363]

Наиболее распространенным прибором, определяющим скорость потока, является трубка Пито при помощи этой трубки измеряется и скорость движения тела относительно воздуха, например скорость самолета. В этом приборе используется связь между давлением в критической точке обтекаемого тела и скоростью потока. [c.363]

Движение тел в газах при сверхзвуковых скоростях. Сопротивление снарядов. В 2 мы выяснили, что в тех случаях, когда небольшое тело движется в газе со сверхзвуковой скоростью или, что сводится к тому же, газ движется равномерно со сверхзвуковой скоростью около небольшого неподвижного тела, возмущения давления распространяются только позади тела внутри определенного конуса, угол раствора которого зависит от скорости течения. Однако этот результат передает действительную картину явления только до тех пор, пока обтекаемое тело является малым. Если же размеры обтекаемого тела не малы, то действительная картина обтекания получается более сложной. Пусть тело имеет спереди тупую форму. Тогда при своем движении оно немного вытесняет газ вперед, и в середине закругления в критической точке А (рис. 249) возникнет подпор газа [ 5, п. с) гл. II]. Так как вытесняемая масса газа движется относительно тела с дозвуковой скоростью, то давление в ней распространяется также и в сторону движения тела, но на сравнительно [c.396]

Пусть изменение потенциала поля тяжести вдоль линий тока пренебрежимо мало, а плотность, скорость и температура газа на бесконечном расстоянии от обтекаемого газом неподвижного тела соответственно равны роо, Voo и Гоо. Найти значения температуры, плотности и давления газа критической точке (т. е. точке поверхности обтекаемого тела, где скорость потока обращается В нуль). [c.493]

Очевидно, число X представляет собой число Эйлера, составленное по перепаду давления роо — Значение числа х, при котором начинается кавитация на данной обтекаемой поверхности, называется критическим — х р. Оно зависит как от формы тела, которой определяется закон распределения давлений по его поверхности, так и от свойств жидкости (вязкости, поверхностного натяжения, газонасыщения). Так как рост газовых пузырей начинается при вполне определенном давлении /з р, значению х р должно соответствовать именно это давление. Можно считать, что Рнр = Рн. т. е. Рнр равно давлению рн насыщенных паров. Это давление достигается в той точке обтекаемой поверхности , где скорость имеет максимальное значение и . Для определения [c.399]

Показание давления рю динамическом отверстии О можно считать надежным, что же касается работы статического отверстия, то относительно него следует сделать оговорку. При достаточно больших, хотя и меньших единицы, значениях числа Мх на сферической поверхности носика могут возникнуть зоны местных сверхзвуковых скоростей. Последующий переход от сверхзвуковых скоростей к дозвуковым вызовет возникновение на поверхности трубки перед статическим отверстием 8 скачков уплотнения и местные искажения давления. Наименьшее значение числа Мх < 1 набегающего потока, при котором на поверхности обтекаемого тела (в данном случае измерительной трубки) возникают сверхзвуковые зоны, называют критическим числом М и обозначают Мкр )- Если число Мх набегающего потока превосходит число Мкр, то пользование статическим отверстием становится ненадежным и необходимо каким-нибудь независимым путем определять давление р- в движущемся газе, например при движении газа по цилиндрической трубе измерять давление на стенке трубы в сечении, близком к носику скоростной трубки. [c.142]

Величина —градиент скорости в окрестности передней критической точки, зависит от градиента давления в этой области, а последний от формы головной части обтекаемого тела, в то же время она приблизительно равна времени (в секундах) диффузии частицы через пограничный слой в той же области индексы О относятся к передней критической точке. [c.278]

Если отрыв происходит вблизи задней критической точки тонкого обтекаемого тела, распределение давления или скорости потенциального течения может быть использовано в качестве приблин<ения к вязкому течению, поскольку положения максимума скорости и точки отрыва реального течения близки к их положениям, соответствующим потенциальному течению. [c.105]

Один из параметров моделирования возникновения кавитации — величина критического давления. Другой — положение точки, в которой достигается это давление. Число кавитации К было выведено из условия возникновения кавитации на участке минимального давления поверхности твердого тела, омываемого потоком. Для потенциального течения однородной жидкости минимум давления всегда расположен на поверхности тела. Для течений с завихренностью область минимального давления может находиться в жидкости на некотором расстоянии от поверхности твердого тела. Когда кавитация развивается вдоль поверхности хорошо обтекаемого тела, она почти всегда сосредоточена в области безотрывного неоднородного пограничного слоя. В большинстве случаев предполагается, что изменение давления по толщине пограничного слоя пренебрежимо мало. Однако при условиях, близких к условиям возникновения кавитации, небольшие изменения давления могут оказаться важными при определении величины минимального давления, а следовательно, и места возникновения кавитации на поверхности твердого тела или в жидкости на некотором расстоянии от поверхности. [c.268]

Т. Примеры разрывного течения. Вблизи точек с очень малыми по сравнению с размерами обтекаемого тела радиусами кривизны, или вблизи острых кромок, линии тока сближаются, трубки тока утончаются, скорости резко возрастают, а давления падают. При этом в капельных жидкостях при переходе через критическое давление образуются полости (так называемые каверны ), заполненные парами жидкости и растворенным в жидкости воздухом. Эти каверны представляют разрывы сплошности жидкости. Поле скоростей перестает быть непрерывным при прохождении через границу каверн скорость претерпевает конечный скачок. Так же скачкообразно меняется плотность, а давление сохраняет непрерывность. Явление образования каверн в капельных жидкостях называют кавитацией . Не останавливаясь на физическом описании этого, далеко не простого явления, укажем, что с кинематической стороны оно может быть описано при помощи теории безвихревых разрывных течений несжимаемой идеальной жидкости, простейший 1 лучай которых — плоское разрывное движение — рассматривается в настоящей главе. [c.215]

Турбулентными называют беспорядочные неустановившиеся движения жидкости (газа), налагающиеся на основное движение среды, которое можно представить себе как некоторое статистически среднее движение. При турбулентном режиме течения гидродинамические и термодинамические характеристики жидкости (скорость, температура, давление, массовая плотность, концентрации химических компонентов, показатель преломления среды и т.д.) испытывают хаотические пульсации и потому изменяются от точки к точке и во времени нерегулярно. Благодаря образованию многочисленных вихрей различных размеров, турбулентные течения обладают повышенной способностью к переносу количества движения, энергии и массы элементарных жидких объемов, что приводит, как к увеличенному силовому воздействию на обтекаемые твердые тела, так и к интенсивным теплообмену и перемешиванию между слоями, к ускоренному протеканию химических реакций и т.п. Такие режимы движения жидкости возникают при потере устойчивости упорядоченного ламинарного движения, когда безразмерное число Рейнольдса Ке - VI / у (где V, Ь - характерные скорость и линейный масштаб течения, V - кинематическая вязкость) превосходит некоторое критическое значение. В более общем смысле турбулентность служит [c.10]

Нанесем на диаграмму (г>, р), изображенную на фиг, 166, давление р в критической точке обтекаемого тела, а также и дакление р невозмущенного воздуха. Тогда площадь, ограниченная на диаграмме осью ординат, прямыми р = р(, и р—р и кривой ру = соп51 (на фиг. 166 эта площадь заштрихована гори-зонта.гьными линиями), будет равна интегралу [c.200]

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]

Давление в критической точке. Представим себе твердое тело, обтекаемое потоком жидк-ости. На передней стороне тела всегда находится точка А, в которой струйка, набегающая на тело, разветвляется. Такая точка разветвления струй называется критическо точкой или точкой останавливания потока (фиг. 20). Скорость в критической точке равна нулю. Вычислим давление в этой точке. Выделим для этого в потоке струйку, [c.69]

Регистрируя микроманометром отдельно давление Рао динамическом и давление p в статическом отверстии, определим число М1 движущегося газа, а йиая температуру газа, найдем скорость звука в движущемся газе, а следовательно, и саму скорость Измерение температуры можно производить, например, термопарой или другим термометрическим элементом, помещенным в такое место скоростной трубки или специального измерителя, где скорость равна нулю и можно быть уверенным, что измеряется температура изэнтропически заторможенного газа Гд. Таким местом является точка в лобовой части обтекаемого тела (например точка О на скоростной трубке), где поток разветвляется, — так называемая критическая точка потока. Замеряя непосредственно Т , найдем по ранее выведенной формуле [c.196]

Экспериментально замеренное распределение давления не подтверждает эту теоретическую кривую. Благодаря наличию в реальных жидкостях внутреннего трения (вязкости)—об этом будет идти речь в гл. IX — на опыте получаются две разные формы кривых распределения давления (/ и II на рис. 58), причем даже более близкая к теоретической кривая II все же па.ходится в резком расхождении с теорией. Причиной этого расхождения служит невозможность безотрывного, плавного обтекания цилиндра реальной жидкостью,подобного теоретическому обтеканию, показанному на рис. 57. На самом деле цилиндр представляет собой плохо обтекаемое тело. Набегающий поток, разветвившись в передней критической точке /1 (рис. 58), омывает поверхность цилиндра лишь до точек 5, 5, находяпдихся примерно на е = 82°, т. е. перед миделевой плоскостью в случае кривой давления /, и на е= 120° — в случае II, после чего поток отрывается, уступая место жидкости, подсасывающейся из кормовой области. И в том и в другом случае получаются картины обтекания, далекие от безотрывного обтекания всей поверхности от передней А до задней В критической точек, предписываемого теорией безвихревого движения идеальной жидкости. [c.211]

Однако простые оценки и многочисленные расчеты (3, 5] показьшают энергетическую неэффективность такого подхода (энергия, которую нужно вложить в источник тепла, оказывается больше экономии энергии, идущей на преодоление сопротивления). Эти оценки показьшают, что энергетически выгодное уменьшение сопротивления можно получить, если источник тепла представляет собой "тепловую иглу". Наличие небольшого источника тепла на линии тока, идущей в критическую точку тела, уменьшает давление в этой точке, что, при достаточной интенсивности источника тепла, приводит к образованию зоны медленного течения или отрывной застойной области перед телом, заменяющей собой физическую иглу перед телом, которая, как уже давно известно, при сверхзвуковых скоростях набегающего потока уменьшает сопротивление. Высокая энергетическая эффективность достигается для плохо обтекаемых тел (например цилиндр, сфера и т.п.). Для хорошо обтекаемых тел практическая организация энергоэффективного уменьшения сопротивления значительно сложнее и более проблематична. [c.134]

Тц,6/(1 1, а также х от формпараметра Л. В результате получаются уравнения (4-15) и (4-16), выражающие зависимость I, Н, I от х, с интегральным уравнением количества движения в виде (4-17), для численного интегрирования которого затабулпрованы соответствующие функции. Анализ полученных данных позволил Р. Тимману заключить, что его уточнение метода К- Польгаузена дает удовлетворительные результаты вблизи передней критической точки и в случае симметричного обтекания цилиндра. На примере изменения скорости внешнего потока по закону 1(л ) = Ро[1—Е], где =х/с, с — характерный размер обтекаемого тела, он показал, что результаты значительно хуже в областях течения с положительным градиентом давления. Поэтому Р. Тимман рекомендовал для потоков с йр1йх заменить условие =0 условием 2й—6 = 0. Это условие выбрано так, чтобы гарантировать удовлетворение сложного четвертого условия (4-19) в сечении отрыва. Оно случайно привело к значениям а, >, с и й, непрерывным в точке Л=0. Такой подход дает результаты, которые хорошо согласуются с результатами численных методов решения уравнений пограничного слоя, рассмотренных в 4-2—4-4. [c.124]

Видно, что по определению места отрыва пограничного слоя наиболее точными являются методы Б. С. Стрэтфорда, И. Тани и М. Р. Хэда. Несколько худшие результаты дают методы Б. Твейтса и Р. Тиммана. Данные метода К. Польгаузена значительно отличаются от данных, получаемых из точных решений. Методы, позволяющие точнее определить место отрыва, дают и более надежное распределение касательного напряжения трения по обтекаемой поверхности. При этом для тел с передней критической точкой наиболее просто распределение касательного напряжения определяется методом Б. С. Стрэтфорда и Н. Курле. Кроме распределения статического давления по обтекаемой поверхности необходимо знать лишь минимальное статическое давление вниз по течению. Однако этот метод неприемлем в случае необходимости определения толщин потери импульса и вытеснения, а также профилей скорости. [c.149]

Развит метод коррекции образующих двумерных ( плоских и квази-трехмерных ) профилей и осесимметричных тел с протоком (мотогондол), обтекаемых околозвуковым потоком идеального (невязкого и нетеплопроводного) газа. Местные сверхзвуковые зоны (м.с.з.), возникающие у их поверхности, обычно замыкаются скачками уплотнения. В м.с.з. у поверхности скорректированных тел скачков нет, т.е. они являются суперкритичес-кими . В основе метода лежит расчет установлением по времени транскритического (по давлению) обтекания исходных тел композитным газом (к.г.). При давлениях выше критического , отвечающего звуковой скорости потока, к.г. тождественен нормальному газу, в котором при стационарном течении возможно образование м.с.з. с замыкающими скачками. При давлениях ниже критического нормальный газ заменяется фиктивным . С падением давления в стационарном течении фиктивного газа скорость звука растет, причем быстрее скорости потока. Поэтому при стационарном течении к.г. при давлениях ниже критического не возникает м.с.з. и скачков. Данные на звуковой ( критической ) линии, получающейся при обтекании исходного тела к.г., используются для расчета методом характеристик течения нормального газа в закритической (для него - сверхзвуковой) зоне. Построенная методом характеристик линия тока, соединяющая без изломов звуковые точки исходной образующей, дает ее скорректированный участок, обтекаемый с безударной м.с.з.. Возможности метода демонстрируются примерами. [c.250]

В случае задачи сверхзвукового обтекания затупленных тел вязким газом при умеренных и больших числах Рейнольдса неэллиптические модели предложены в [22, 23]. Однако их работоспособность ограничена небольшой величиной азимутального угла, отсчитываемого от передней критической точки. Даже наиболее точная из этих моделей [23] дает значительную (больше 15%) погрешность в величине давления на поверхности обтекаемой сферы при значениях азимутального угла, больших 45°. В то же время, если число Маха набегающего потока достаточно велико, эти модели позволяют рассчитывать тепловые потоки на наветренной части затупленных тел с удовлетворительной точностью. Упрощение уравнений Навье-Стокса в [22] проведено с помощью подхода /, а в [23] - подхода //. В [23] продольный и поперечный градиенты давления рассматривались независимо, причем последний рассчитьшался из уравнения, полученного дифференцированием уравнения для поперечного импульса в гиперзвуковом приближении. [c.32]

Рассмотренный в [2-4] способ управления обтеканием тел на основе использования встроенных вихревых ячеек принадлежит к числу энергозатратных, причем при ламинарном режиме обтекания тела не удается обеспечить снижение сопротивления приемлемым уровнем энергетических затрат. Поэтому значительный интерес в исследованиях по данной проблематике проявляется к пассивным способам управления, в число которых входит, например, переброска жидкости из передней критической точки торможения в заднюю по прямолинейному каналу постоянного сечения с последующим истечением ее в ближний след [7]. Представляется перспективным организация перетока жидкости по каналам непосредственно под контуром обтекаемого тела с последующим выдувом ее через окна, располагаемые в зоне отрыва потока (зоне пониженного давления). [c.44]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...