Распределение давления по сфере

В год) наряду с повторными градуировками желательно проверять качество зонда, сравнивая распределение давления по сфере, измеренного через отверстия 2, 4 и 5. Необходимо, чтобы распределения давления, полученные с помощью отверстий 4 и 5, совпадали. [c.313]

Рис. 5.10. Распределение давления по сфере при

В силу симметричности распределения давления по поверхности сферы [формула (7.126)1 равнодействующая сил давления равна нулю, т. е. имеет место парадокс Даламбера. [c.280]

Для определения распределения давлений по поверхности сферы следует воспользоваться интегралом Коши — [c.183]

Обратимся теперь к вопросу о вычислении силы, действующей со стороны жидкости на движущуюся в ней со скоростью V сферу. Если скорость V постоянна, то распределение давлений на сфере одинаково в абсолютном и относительном движении (см. (13.7)) него можно вычислять по формуле (13.10). Из формулы (13.10) следует, что давления в симметричных точках, например Е, Е, Е и Е одинаковы. Отсюда ясно, что суммарная сила, действующая со стороны жидкости на обтекаемую сферу, точно равна нулю. Сфера не испытывает сопротивления. Подъемная сила также равна нулю. [c.185]

Следует напомнить [38], что в однофазном потоке переход к автомодельному режиму обтекания объясняется независимостью положения точки отрыва ламинарного пограничного слоя от числа Рейнольдса. Кризис сопротивления развивается вследствие турбу-лизации слоя в точке отрыва и смещения последней по потоку при этом резко улучшается обтекаемость шара (цилиндра). Сопоставляя значения соответствующих чисел Рейнольдса (табл. 1.1), можно заключить, что появление мелких и крупных капель влаги существенно влияет на механизм обтекания плохообтекаемых тел. При обтекании потоком с мелкими каплями распределение давления по обводу сферы практически не меняется до точки минимума давления М (рис. 1.6). Однако на диффузорном участке MS обнаруживаются заметные отличия градиенты давления возрастают и точка отрыва 5 смещается против потока. Обтекаемость сферы [c.17]

Коэффициент сопротивления сферы в области 1000 < Ке 250 000 практически одинаков, а распределение давления по поверхности сферы зависит от Ке. Спасает то обстоятельство, что в пределах центрального утла 80° (и даже 90°) вокруг лобовой точки (40—45° на сторону) распределение давления не зависит от Ке. Именно в этой области и располагают отверстия на поверхности измерительного шарика. Если иметь в виду измерения в воздушных потоках зондом с диаметром шарика 10 мм, то независимость А,- от числа Рейнольдса обеспечена начиная с [c.299]

Формула (9-4) дает распределение давления по поверхности сферы. Опуская индекс d, имеем [c.189]

Распределение давления по поверхности сферы получим по теореме Бернулли [c.282]

Как видно непосредственно из последней формулы, в силу симметрии главный вектор сил давления потока идеальной жидкости на поверхность сферы будет равен нулю. Сфера при своем равномерном Движении в идеальной жидкости не испытывает со стороны последней никакого сопротивления. В этом заключается частный случай Известного парадокса Даламбера, о котором уже была речь во введении и в гл. V о плоском безвихревом движении. В рассмотренном только что случае сферы этот парадокс следует из соображений симметрии распределения давления по поверхности сферы, однако парадокс верен и при несимметричных обтеканиях. [c.409]

Фиг. 17. Распределение давления по поверхности сферы [4].

На фиг. 17 показано распределение давления по поверхности сферы. При сверхкритических числах Рейнольдса статическое давление в области турбулентного отрывного течения не является постоянным, а возрастает в интервале значений ф от 140 до 220° в отличие от статического давления в области ламинарного отрывного течения, которое почти постоянно. [c.29]

Значение С в для сферы примерно вдвое меньше соответствующего значения для кругового цилиндра. Этот факт можно установить из рассмотрения распределения статического давления. Распределение статического давления по сфере и цилиндру, приведенное в разд. 1 гл. I, показывает, что различие между распределениями статических давлений по теории потенциального течения и при обтекании вязкой жидкостью для сферы меньше, чем для кругового цилиндра, что в результате приводит к меньшему полному сопротивлению. [c.116]

Другим следствием этого закона является слабая зависимость распределения давления по лобовой части тела плавной формы от условий обтекания. Например, для сферы, движущейся в атмосфере Земли со скоростями 7оо 2000 м/с, кривые р(р для совершенного газа, равновесных или неравновесных процессов, располагаются в узкой полосе, центральная линия которой аппроксимируется формулой (рис. 5.10) [c.136]

Для полой сферы предыдущей задачи определить предел упругого сопротивления при наличии одного только наружного давления и построить при этом давлении эпюру распределения напряжений по толщине стенок. [c.101]

Зная распределение скоростей по поверх-ности сферы, можно вычислить распреде-для Сферы ление давлений. Если скорость V не за- [c.185]

Распределение давления вдоль оси и по поверхности сферы изображено в безразмерном виде на рис. 9-4. Из-за симметрии направление действия полного ка- [c.190]

Если жидкость находится в покое, а сфера движется, то решение дает те же самые распределения давления и касательного напряжения по поверхности сферы и, следовательно, такое же лобовое сопротивление. Уравнение функции тока в этом случае [c.191]

В работе [91] приведены результаты экспериментальных исследований влияния на сферические акриловые корпуса, работающие при внешнем давлении, различного числа отверстий. В результате проведенных исследований авторы установили, что распределение напряжений и величины критических давлений акриловых сфер с множеством отверстий при действии внешнего гидростатического давления идентичны реакции сферы с единственным отверстием, снабженным металлическим люком. Этот вывод имеет большое практическое значение для создания подводных сферических аппаратов, в которых по технологическим и конструктивным соображениям должно быть несколько вырезов- [c.304]

Общий характер распределения стационарного давления и возмущений давления в фазе с углом атаки а и угловой скоростью а вдоль оси тела для конуса с углом полураствора 6s = 7° 30 при Моо = 4 приведен на рис. 5.3. Поскольку характер изменения кривых Ро, Ра и Р вдоль поверхности сферы от числа Моо практически не зависит, то при исследовании влияния числа М о на распределенные аэродинамические характеристики затупленного по сфере конуса основное внимание будем обращать на распределение Pq, и вдоль конической поверхности. [c.78]

Исследования пространственных стационарных течений (например, [18]) показали, что изменение (7 и для достаточно длинных затупленных тел по углу атаки (при а = О4-10°) носит нелинейный характер, поскольку при ненулевом угле атаки ударный слой трансформируется становится шире на подветренной стороне и уже на наветренной. В результате отражение возмущений происходит таким образом, что ложка давления на наветренной стороне смещается к затуплению, а на подветренной стороне— к донному срезу распределение параметров и, v, р, р по меридиональному углу Ф перестает соответствовать закону косинуса w — закону синуса) линейность в изменении газодинамических функций по углу атаки нарушается. Причем отклонение от линейного закона увеличивается по мере возрастания угла атаки (в нашем случае, параметра линеаризации). На рис. 5.17 приведено сравнение для затупленного по сфере конуса с углом [c.92]

На рис. 52 показано устройство для снятия характеристик направленности излучателя в случае необходимости оно может быть использовано и для определения распределения звукового давления на сфере радиусом до 1,5 ле. Излучатель (с рефлектором или без него) укреплялся на трубе, применяемой для его вращения вокруг собственной оси и служащей одновременно для подачи сжатого воздуха. Поворотное устройство позволяло перемещать ненаправленный пьезоэлектрический датчик давления по окружности, центр которой находился в области генерации излучателя. [c.76]

Предпринимались различные попытки рассчитать коэффициент Со и конфигурацию каверны за сферой методом источников и стоков (п. 3). Так, например, если в качестве приближения к течению около сферы берется течение около полутела (п. 3), имеющего ту же самую кривизну вершины, а избыток давления интегрируется по зоне положительных давлений, то можно получить теоретическую оценку Со = 0,34. Чтобы получить другие приближения, можно использовать более сложные распределения источников по оси, однако [c.299]

Мысленно можно представить схему обтекания той же сферы с выступающей вперед заостренной областью, заполненной газом и отделенной от внешнего потока поверхностью тангенциального разрыва (рис. 3.17.1, в). В этой области газ либо покоится и давление его постоянно (схема обтекания Чаплыгина), либо эта область заполнена циркулирующим в ней завихренным потоком. Давление в первом случае в области покоя перед сферой может быть различным (больше давления в бесконечности, но меньше давления торможения набегающего потока), и величина этого давления определяет размер и форму области во втором случае произвол в выборе течения в области перед телом еще больше и связан с различным заданием распределения завихренности по линиям тока в этой области. [c.328]

На рис. VII. 12 приведены кривые распределения давлений по сфере, полученные экспериментально на шаре диаметром 150 мм при числах Re = 157 200-ь424 500. [c.180]

Рис 6.7. Распределение давления по сфере 9 поле недорасширенных струй для условий рис 6.6 в зависимости [c.184]

Как показал тщательный эксперимент, проведенный Г. М. Рябинко-вым [13], в расчетах был достигнут весьма высокий уровень точности. (На рисунках 8.3-8.5 приведены полученные расчетом и в эксперименте формы отошедшей ударной волны при обтекании сферы и эллипсоидов вращения при разных числах Моо на рисунках 8.6, 8.7 даны сравнения распределения давления по сфере и эллипсоиду. Парис. 8.8 воспроизведено [13] сравнение с экспериментом зависимости от Моо величины отхода ударной волны при обтекании сферы.) Рассмотренная задача оказалась, по существу, первой задачей трансзвуковой вихревой аэродинамики, в рамках которой удалось сформулировать и понять ряд новых и интересных явлений, некоторые из которых анализируются ниже. [c.220]

Существующие методы аэродинамического расчета затупленных тел, оснащенных иглами, основаны на использовании соответствующих экспериментальных данных. При этом определение лобового сопротивления связано с нахождением распределения давления по обтекаемой поверхности головной части. На рис. 6.1.3 показаны опытные данные, характеризующие относительные величины коэффициента давления р/ртах на сферической головной части цилиндра с иглой при различных отношениях ее длины I к диаметру сферы Псф. В случае отсутствия иглы (НО сф 0) коэффициент давления р достигает своего максимального значения ртах в центре сферы (р/ртах= 1), а затем резко снижается до места ее сопряжения с цилиндром. Установка иглы существенно изменяет характер распределения коэффициента давления и его величину. При 1Юсф> 1 эта величина значительно уменьшается у основания иглы на сфере, причем зона пониженного давления сохраняется на значительной ее части. Вблизи места сопряжения отношение р/ршах достигает максимума. При этом для 1Юсф 1,5 оно оказывается несколько большим, чем в случае отсутствия иглы. При значительной [c.386]

На рис. 14.12,а показано распределение давления по площадке контакта Между сферой и полупространством. Соответствующие данные были таковы гидродинамическая скорость и = 0.5 м/с, нагрузка на сферу = 1Й) Н, а = 10 mVH, радиус сферы R = = 0,0254 м, модуль Юнга Е = 10.80-10 Н/м и т) — О.Й Н-с/м . Распределение давления приведено в виде безразмерных значений р/ро, где pQ — соответствующее максимальное герцевское давление в случае контакта без смазки, а круг, показанный штриховой линией, отвечает герцевской площадке контакта при сухом трении. На рис. 14.12,6 приведены контуры равной толщины смазочного слоя Л/Ло, гдеЛд — толщина слоя в центре площадки контакта. [c.409]

Рассмотрим характер внешнего течения около конуса со сферическим затуплением под углом атаки. Распределение давления и скоростей на поверхности конуса можно получить в результате численных расчетов (см. гл. IV). Основной особенностью в распределении давления вдоль образующих конуса является наличие локальных отрицательных градиентов давления в окрестности сопряжения сферы и конуса и появление положительных градиентов давления на наветренной стороне конуса (рис. 5.9 здесь Моо = 20 0=10° а=10°, у=1,4). Характер изменения давления вдоль образующих конуса заметно меняется при переходе на подветренную сторону. Наблюдаемый на наветренной стороне вдоль образующей конуса положительный градиент давления уменьшается на подветренной стороне конуса. На рис. 5.10 приводится распределение давления по окружности конуса в различных сечениях. На небольших расстояниях от носка конуса давление на наветренной стороне больше давления на подветренной. На больших расстояниях появляется минимум в распределении давления. Давление на подветренной стороне плоскости симметрии возрастает. Если в качестве размерных величин выбрать роо, Voo, то на рисунках давление связано с размерными величинами как Ре=р/роо1 оо. [c.290]

По распределению давления находится коэффициент волнового сопротивления части сферы с поверхностью S pdS [где S = S/ nDсф /i) — [c.399]

Построить эпюры распределения напряжений по толщине стенок полой сферы при одновременном наличии равных по величине внещнего и внутреннего давлений. Определить по третьей теории прочности теоретический предел упругого сопротивления (т. е. абсолютную величину давления газов снаружи или изнутри) в этом случае воздействия. [c.101]

На рис. 13.4 представлен разъемный самоустанавливающийся выносной подшипник скольжения, у которого соединение вкладаша с корпусом образует шаровой шарнир с неравными радиусами верхней и нижней частей сфер (п < Га). Такая конструкция применяется при большой длине подшипника, так как в этом случае даже небольшая непараллельность оси отверстия вкладыша и оси цапфы привела бы к большой неравномерности распределения поверхностного давления по длине вкладыша. Шаровой шарнир позволяет вкладышу наклоняться, обеспечивая полное прилегание к поверхности цапфы на всей ее длине. [c.323]

Требуется найти такую функцию р = р г), при которой удовлетворяется уравнение (9Л95). Такой оказывается функция, соответствующая распределению давления на площадке контакта по закону половины сферы. Задавшись такой функцией после интегрирования, получаем [c.720]

В диапазоне очень низких чисел Рейнольдса (Reтечении около сферы. Хотя для задачи об обтекании цилиндра также имеется аналитическое решение, однако диапазон его применимости слишком мал, чтобы иметь большое практическое значение. Когда число Рейнольдса становится больше примерно пяти, происходит отрыв ламинарного пограничного слоя. Как говорилось в 10-3, явление отрыва в рассматрнваемо.ч случае обусловлено обратным перепадом давления и кривизной границы. Распределение давления при потенциальном течении (рис. 15- 1) показывает, что вблизи 0 = 90° имеется сильный обратный перепад давления. При 5цилиндра устойчиво ра.сполагаются два вихря (зоны вращательного движения разных знаков. Прим. ped.), за которыми вниз по течению следует извилистый вихревой слой.. Область течения позади тела, в которой происходят изменения, обусловленные присутствием тела, называется следом. В выше упомянутом диапазоне чисел Рейнольдса след целиком ламинарный. [c.403]

Подставляя эти выражения в правую часть уравнения (183), заметим, что наряду с последним членом в правой части этого уравнения, имеющим порядок R Vg, после подстановки и использования (176) появятся члены, содержащие множителем Fo i , отношение которых к только что указанному члену будет иметь порядок eIR, и, следовательно, эти члены могут быть опущены. Таким образом, составим окончательный вид приближенного уравнения, служащего для разыскания распределения давления р (0, ф) по поверхности подвижной сферы [c.420]

В технике находят применение прорывные мембраны, которые разрушаются при определенном давлении qpsзp К моменту разрушения первоначально плоская пластинка сильно прогибается, приближаясь к участку сферы радиуса Я = Ь/в1п <р (рис. 5), толщина ее уменьшается от /г до Ах, а распределение напряжений по толщине становится почти постоянным и равным Ор зр. Из условия равновесия [c.475]

Из последней формулы имеем, что давление будет одинаково в точках шара, расположенного симметрично относительно плоскости 9=я/2. Отсюда следует, что суммарное давление, оказываемое жидкостью на шар, равно нулю, т. е. шар, обтекаемый жидкостью, не испытывает сопротивления. Этот результат при больших скоростях набегающего потока, противоречащий опыту, называется, по аналогии с соответствующим плоским случаем, парадоксом Даламбера. Он указывает на то, что схема безотрывного обтекания сферы поступательным потоком, скорость которого не слишком мала, не имеет места. В посдеднем случае с поверхности шара срывается поток, который образует за шаром вихри, существенно изменяющие всю картину обтекания шара и распределения давления на нем. [c.184]

Пока что не опубликовано никаких данных относительно радиальной функции распределения системы твердых сфер, за исключением работы Ротенберга [72], исследовавшего форму первого максимума при очень высоких плотностях. Такие расчеты были бы очень полезны, особенно на В -ветви при давлениях, скажем, ф < 5, где интерпретация результатов сравнительно проста. Их можно было бы использовать в качестве нулевого приближения при расчетах по теории возмущений свойств систем молекул с более реалистичными межмолекулярными силами. [c.354]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...