Уравнения с производными по толщине слоя

Уравнения с производными по толщине слоя. Наряду с приведенными уравнениями, имеющими прямые аналоги в случае полубесконечной среды, введенные функции удовлетворяют еше нескольким видам уравнений, присущих только слою. [c.132]

Еще один вид уравнений, характерных для конечного плоского слоя, — уравнения с производными по длине промежутка интегрирования в интеграле в (59), т. е. по оптической толщине слоя. Непосредственно дифференцируя (59) по то и применяя те же рассуждения, что и при выводе соотношения Соболева для полупространства, получаем [c.133]

Вдоль направления оси у скорость меняется быстро — заметное изменение её происходит на расстояниях порядка толщины 8 пограничного слоя. В направлении же оси х скорость меняется медленно заметное изменение её происходит здесь на протяжении расстояний порядка характеристической длины / задачи (скажем, размеров тела). Поэтому её производные по у велики по сравнению с производными по л . Из сказанного следует, что в уравнении (39,1) можно пренебречь производной по сравнению с а сравнивая первое [c.181]

Пограничный слой будем считать ламинарным, начинающимся у носика обтекаемой поверхности и по мере движения вдоль оси имеющим увеличивающуюся толщину б, которая по сравнению с перемещениями потока вдоль оси j очень мала. Применяя уравнения (419) и (420) к части потока, движущейся в пограничном слое, вторую производную по у можно считать значительно [c.229]

Для расчета одного режима вулканизации подготавливается исходная информация в соответствии со следующими идентификаторами программы Н — толщина эквивалентной пластины, м КТ — температурный коэффициент вулканизации Кт , ТЭ — температура эквивалентного изотермического режима вулканизации Тэ, °С N — общее число элементарных слоев, выделяемых в эквивалентной пластине N — номер границы между элементарными слоями (номер узловой координаты), для которой при сокращенном объеме выводимой на печать информации печатаются значения температуры и эквивалентного времени вулканизации наряду с такими же величинами для поверхностей эквивалентной пластины TAY — шаг интегрирования по времени Ат, с, задаваемый постоянным либо условным выражением в зависимости от времени, обозначаемого идентификатором TAY ВП — время процесса вулканизации, анализируемое с помощью программы Тв, с Г1, Г2 — тип граничного условия, принимающий значения 1, 2 или 3 соответственно для двух противоположных поверхностей эквивалентной пластины ТО — начальное значение температуры пластины Tq, °С, задаваемое в том случае, если начальная температура эквивалентной пластины не принимается переменной ТН1, ТН2 — начальные температуры соответствующей поверхности эквивалентной пластины, задаваемые в том случае, если формулируется для соответствующей поверхности граничное условие первого рода, °С Т1, Т2 — приращения температуры границ пластины за шаг по времени АГь АГг, °С, при граничном условии первого рода или температуры теплоносителей, контактирующих с соответствующими сторонами пластины, при граничных условиях третьего рода (при граничных условиях второго рода данные параметры пе задаются) AL1, AL2 — коэффициенты теплоотдачи к соответствующим поверхностям пластины ai и а2 при граничных условиях третьего рода, Вт/(м-К), или плотность теплового потока через соответствующую поверхность пластины q[ или q2, Вт/(м -К), при граничных условиях второго рода (при граничных условиях первого рода данные параметры не задаются) ПП — признак вида печати результатов (при ПП = 0 печатается в цикле по времени массив узловых значений температуры и массив значений эквивалентного времени вулканизации, при ПП= 1 печатаются лишь элементы указанных массивов, имеющие индексы 1, N , N - - 1) ЧЦ — число шагов по времени в циклах интегрирования, через которое планируется печатание текущих результатов ПХ, ПТ — признаки задания массивами соответственно линейных координат по толщине пластины, выделяющих элементарные слои, и узловых значений температуры в тех же точках для начального температурного профиля пластины (указанные величины формируются в виде массивов при ПХ=1 и ПТ=1) СИГМА—весовой коэффициент смежного слоя ко второй производной в уравнении теплопроводности, принимающий значения от нуля до единицы в зависимости от выбираемой сеточной схемы интегрирования (возможно задание этого коэффициента в зависимости от критерия Фурье для малой ячейки сетки, значение которого в программе присваивается идентификатору R4) А(Т, К)—коэффициент температуропроводности, для которого задается выражение в зависимости от температуры материала и линейных координат Х[К] и Х[К + 1], ограничивающих элементарный слой эквивалентной пластины L(T, К)—коэффициент теплопроводности для эквивалентной пластины, для которого задается выражение в зависимости от тех же параметров, что и для коэффициента температуропроводности X[N - - 1] — массив линейных координат Xi пластины, i=l, 2, 3,. .., -h 1, который при ПХ = 0 является рабочим [c.234]

Будем искать решение уравнений теории упругости для тела малой толщины, имеющее медленную изменяемость по переменным о и / по сравнению с изменяемостью по г. Уравнения равновесия (1.1.7) запишем в перемещениях, используя формулы (1.1), затем сделаем преобразование масштаба (1.2.3). Система координат применяется такая же, как и в эластомер)-ном слое. В результате преобразования масштаба переменных производные от функций по новым переменным имеют тот же порядок, что и сами функции. Параметры Ламе Л, В и переменные т), есть безразмерные величины порядка единицы. [c.87]

Дальнейшее упрощение основано на предположении о малости амплитуды решетки Ае е , прямым следствием которого является сравнительно медленное изменение комплексных амплитуд R и S по толщине решетки. Это позволяет пренебрегать вторыми производными d R z)ldz и д 8 г) дг по сравнению с (2я/А) dR z)ldz) и (2я/л) (дЗ z)idz). В результате для пропускающей решетки с перпендикулярной относительно передней грани образца ориентацией слоев система уравнений (5.7) преобразуется к достаточно простому [c.79]

Изменение его толщины индуцирует во внешнем сверхзвуковой потоке градиент давления, вызывающий отрыв. Течение описывается уравнениями обычного пограничного слоя несжимаемой жидкости, но в этих уравнениях градиент давления не задан заранее, а должен определяться в процессе решения из условий совместности с внешним сверхзвуковым потоком. Это условие и известная формула Аккерета линейной теории сверхзвуковых течений позволяют выразить градиент давления через вторую производную от толщины вытеснения вязкой области течения. Таким образом, в уравнениях пограничного слоя появляется старшая (вторая) производная по продольной переменной от неизвестной функции — толщины вытеснения. Это делает необходимым задание еще одного дополнительного краевого условия, кроме начальных и граничных условий на поверхности тела и на внешней границе пограничного слоя. Поскольку появляется не частная, а полная производная по продольной переменной, то достаточно задать не функцию, а лишь одну константу, в данном случае — положение точки отрыва. [c.243]

Входящее в (4.124) распределение р( ) заранее неизвестно и должно быть опре делено в результате решения задачи. Наличие индуцированного градиента давления придает параболической системе уравнений пограничного слоя новые свойства, связанные передачей возмущений вверх по потоку и с появлением соответствующей неединственности решения, описанной в работе [Нейланд В. Я., 1970] и выше в этой главе. Дополнительное краевой условие, задаваемое, например, на донном срезе р = 1) = В, позволяет получить единственное решение краевой задачи (4.124). Для численного решения краевых задач такого типа использован метод, опубликованный в работе [Дудин Г.Н., Лыжин Д.О., 1983]. Процедура решения заключается в задании некоторого поля скоростей и давления в области (0 1 0 Л сх)). В дальнейшем линеаризованная краевая задача (4.124) решается при известных градиенте давления, распределении давления и толщине вытеснения <5 ( ), в результате определяется новое распределение толщины вытеснения <5( ), которое не совпадает с исходным <5 ( ). Следующий этап вычислений связан с нахождением поправки А (С) к распределению толщины вытеснения. Для этого используется линейное дифференциальное уравнений второго порядка, в котором неоднородный член пропорционален разности ( ) — 5 ). Процедура вычислений повторяется при новом распределении толщины вытеснения 5+1 (е) = ( ) + Д( ) И соответствующих распределениях давления и градиента давления до тех пор, пока разность <5 ( ) — <5( ) не станет достаточно малой. Таким образом можно рассчитывать также течение и в пограничном слое с возвратными токами, используя ориентированные разности при аппроксимации конвективных производных. [c.184]

Распределения характеристик течения, когда массообмен происходил на поверхности крыла при 1 1 0,75, т.е. начинался в области закритического течения, представлено на рис. 7.39-7.43 кривыми 3 и 7. Распространение возмущений вверх по потоку от начала области как вдува (кривая 3), так и отсоса (кривая 7) ограничено двумя-тремя шагами разностной сетки (Аг = 0,025), что является естественным, учитывая фактическое наличие второй производной от толщины пограничного слоя по поперечной координате в уравнениях (7.79), (7.81), (7.82). Распределение как давления, так и других функций течения в области закритического течения в сторону к плоскости симметрии крыла является уже не автомодельным. В этих случаях переход происходит не на автомодельных решениях. Координата перехода, определяемая из соотношения (7.74) для текущих функций течения, смещается к передней кромке в случае вдува — крестик на кривой 3. Для течения с отсосом переход задерживается и область закритического течения увеличивается (кривая 7). Существенно немонотонный характер изменения величин (г) и А (г) в случае отсоса (кривые 7 на рис. 7.39, 7.40) приводит и к немонотонному поведению коэффициентов напряжения трения и теплового потока по поперечной координате. Следует отметить достаточно сильное изменение величин т , и Тд в окрестности начала области массообмена [c.357]

Математически это связано с тем, что при течении со свободным взаимодействием возмущение давления пропорционально изменению толщины вытеснения пограничного слоя Ар dS /dx, и в уравнение сохранения продольного импульса попадает (хотя и под знаком интеграла по вертикальной координате у) вторая производная по продольной координате х. В случае же (8.38) (8.42) условие для определения давления (8.41) не повышает порядок производных по продольной координате ж, входящих в систему. [c.388]

Дифференциальные уравнения турбулентного пограничного слоя используются в теории пограничного слоя для составления интегральных уравнений импульсов и энергии, которые получаются интегрированием дифференциальных уравнений движения и энергии в пределах толщины соответствующего пограничного слоя (динамического или теплового). Полученные интегральные уравнения импульсов и энергии затем решаются с использованием некоторых полуэмпирических зависимостей. Этот путь решения уравнений пограничного слоя позволяет перейти от очень трудных поисков решений дифференциальных уравнений в частных производных, удовлетворяющих каждой точке пограничного слоя, к более простому нахождению решения двух обыкновенных дифференциальных уравнений, удовлетворяющих теперь условиям только в среднем по толщине пограничного слоя. [c.15]

Итак, мы пришли к основному вопросу всюду ли абсолютно справедлива линеаризация около максвелловского распределения с нулевой массовой скоростью относительно тела. Очевидно что ответ отрицательный, поскольку при достаточном удалении от тела отброшенные квадратичные члены не малы по сравнению с пространственными производными в уравнении Больцмана-Положение точно такое же, как и в классических течениях Стокса, ибо при кинетическом описании единственное отличие состоит в наличии кинетического слоя (который может быть очень большим, но всегда конечен). Толщина этого кинетического, или кнудсеновского, слоя примерно равна средней длине свободного пробега вблизи тела (г < г , где I — средняя длина сво- [c.162]

Соотношения (7.71), (7.72) позволяют замкнуть систему уравнений в частных производных (7.70), которая описывает течение в ламинарном пограничном слое на холод ном треугольном крыле с толщиной на режиме сильного вязкого взаимодействия. Заметим, что при подстановке выражения для давления (7.72) в систему уравнений (7.70) в последней из-за наличия члена dp/dz появляется вторая производная d A /dz , что позволяет учитывать краевое условие, расположенное вниз по потоку, например, условие непротекания в плоскости симметрии крыла. Система уравнений (7.70)-(7.72) на передних кромках треугольного крыла z = +1) вырождается в системы обыкновенных дифференциальных уравнений и их решения позволяют найти все функции течения в пограничном слое на кромках. [c.342]

Далее, примем, что величина локального ускорения du/dt имеет такой же порядок, как и величина конвективного ускорения и ди/дх. Это означает,, что очень внезапные ускорения, например подобные тем, которые возникают при сильных волнах давления, исключаются из рассмотрения. Члены,, зависящие от вязкости, входят в уравнения (7.1) и (7.2) с малым множителем l/Re. Тем не менее некоторые из этих членов должны быть, на основании предыдущих рассуждений, по своей величине одного порядка с инерционными членами по крайней мере в непосредственной близости от стенки. Следовательно, в близком к стенке слое жидкости некоторые из вторых производных скорости должны быть очень велики. Согласно сказанному выше такими производными могут быть только д и/ду и d v/dy . Так как составляющая скорости, параллельная стенке, изменяется в тонком слое,, имеющем толщину б, от нуля на стенке до единицы на границе с внешним течением, то [c.126]

Уравнения с производными по толщине слоя применялись для численного решения задач переноса монохроматического излучения группой Р.Белмана [90]. [c.133]

Вдоль направления оси у скорость меняется быстро — заметное изменение ее происходит на расстояниях порядка толщины б пограничного слоя. В направлении же оси х скорость меняется медленно заметное изменение ее происходит здесь на протяжении расстояний порядка характеристической длины I задачи (скажем, размеров тела). Поэтому ее производные по у велики по сравнению с производными по х. Из сказанного следует, что в уравнении (39,1) можно пренебречь производной дЧ х/дх" по сравнению с d Vx/dy , а сравнивая первое уравнение со вторым, мы видим, что производная др/ду мала по сравнению с dpfdx (по порядку величины — в отношении VyfVx). В рассматриваемом приближении можно положить просто [c.224]

Рассмотрим акустический пограничный слой у плоской твердой стенки (плоскость xz), причем движение будем считать плоским — в плоскости ху И. S lili hling, 1932). Приближения, связанные с малой толщиной пограничного слоя, описаны в 39 и сохраняют силу для рассматриваемого нестационарного движения. Нестационарность приводит лишь к появлению в уравнении Прандтля (39,5) членов с производными по времени [c.430]

Для движущейся под действием сил тяжести и внешних сил трения пленки, так же как и для пограничного слоя, можно предположить, что производные от скорости по У велики по сравнению с производными по X. Обозначив через 5 толщину пленки и через I длину поверхности, можно считать, что изменение скорости вдоль оси У происходит на расстояниях порядка б, а вдоль оси X — на расстояниях порядка I. Кроме того, поскольку пленка является весьма тонкой, течение в ней происходит вдоль поверхности, так что компонента скорости ix вдоль оси X велика по сравнению с нормальной составляющей iy. Другими словами, делаются два основных допущения 1) изменение скоростей в пленке в направлении, перпендикз рном стенке, велико по сравнению с изменением их в продольном направлении 2) на малом участке тела течение в пленке можно считать плоским (если размеры тела велики по сравнению с толщиной пленки). Уравнения течения пленки при ламинарном режиме можно записать в дифференциальной форме по Прандтлю [c.281]

Для расчета положения точки отрыва часто используется интегральное уравнение количества движения Кармана. С помощью этого уравнения удается получить приближенное решение гораздо проще и быстрее, чем с помощью точных методов, аналогичных методу Гёртлера, поскольку после интегрирования по толщине пограничного слоя уравнение в частных производных сводится к обыкновенному дифференциальному уравнению. Известно, что применение уравнения количества движения Кармана дает лучшие результаты для ускоряющегося течения, чем для замедляющегося, и точка отрыва, определенная по уравнению количества движения Кармана, обычно оказывается ниже по потоку, чем по результатам точного решения. [c.104]

В работах М. Е. Эльясберга расширено представление о динамических зависимостях силы резания от изменения толщины срезаемого слоя. Зависимости описаны в виде функций с запаздывающим аргументом. Экспериментально получена величина запаздывания для некоторых режимов резания и материалов. Использование функций с запаздывающим аргументом неудобно в расчетах, поэтому в этих работах выполнено упрощение и в результате получено дифференциальное уравнение первого порядка, связывающее силу резания, ее первую производную по времени и относительное смещение режущего инструмента и обрабатываемой заготовки. Такое представление силы резания позволяет объяснить появление неустойчивости даже в том случае, когда упругая система имеет одну степень свободы за счет динамической неоднозначности силы резания. Автоколебания могут возникать и в том случае, если траектория режущего инструмента относительно обрабатываемой заготовки является однозначной кривой, и, в частном случае, прямой, что наблюдается в системе с одной степенью сво боды. [c.7]

Такое пренебрежение влиянием вязкости и теплопроводности будет, однако, законно лишь на значительном удалении от ограничивающих поток твердых стенок. На поверхности твердой стенки скорость равняется нулю, а температура движущегося вещества равняется температуре стенки поэтому вблизи твердой стенки будет иметь место сильное изменение скорости и температуры, а значлт, содержащиеся в тех членах уравнений (7-16) и (7-17), которые учитывают влияние вязкости и теплопроводности, производные от скорости и температуры по нормали к стенке будут иметь значительную величину, а сами эти члены, несмотря на большие числа Рейнольдса, окажутся сравнимыми с другими членами уравнений и не могут быть отброшены. Области быстрых изменений скорости и температуры, в которых нельзя пренебрегать вязкостью и теплопроводностью, представляют собой узкие слои, прилегающие к стенке. Они называются соответственно пограничным гидродинамическим (скоростным) слоем и пограничным тепловым слоем. Понятие о пограничном гидродинамическом слое было впервые введено Д. И. Менделеевым и развито впоследствии Прандт-лем. В общем случае толщина скоростного и теплового пограничных слоев ие одинакова. [c.263]

Тогда даже при турбулентном течении всего потока газожидкостной смеси относительно стенок аппарата в рассматриваемом случае (стационарный тепло- и массообмен при ламинарном, слоистом, течении газа вдоль оси х), когда в других направлениях (по оси у и z) согласно принятому представлению слои не перемешиваются и пульсации отсутствуют, поперечные составляющие скорости равны нулю Wy = Wz 0. Также равны нулю соответствующие члены субстанциональной производной, кроме одного Wxdpn,o/dx. Однако мы рассматриваем насыщенный паром слой газа, который всегда имеется на поверхности жидкости независимо от режима течения (ламинарного или турбулентного) в ядре потока и гидродинамическом пограничном слое и который тоже является пограничным слоем между газом и жидкостью. Вследствие малой толщины этого слоя по сравнению с его про-тял<енностью продольные конвективные составляющие по сравнению с поперечными можно считать равными нулю [49], т. е. (9рп. о/5л = 0. Вот теперь уравнение (1-14) принимает вид (1-15). [c.29]

П.ростые переменные RB = 0.015 DB = 0.005 — соответственно наружный радиус и толщина стенки стального вала, м Н = 0.009 — суммарная толщина сопряженного изделия (стенки вала и слоя резиновой смеси) N = 20 — число элементарных слоев, выделяемых в двухслойном изделии С =11—номер индекса точки на границе контакта вала с резиновой смесью в общей нумерации границ элементарных слоев, начинающейся с I = 1 для внутренней поверхности вала КТ = 1.93 ТЭ = 160 — соответственно температурный коэффициент вулканизации /Ст и температура эквивалентного изотермического режима вулканизации Тэ °С ВП = 900 — время процесса вулканизации, для которого намечается произвести расчет, с Г1 = 2 Г2 = 1 —род граничных условий (второй и первый) соответственно на внутренней поверхности вала и на наружной поверхности слоя резиновой смеси ТО = 30 — начальная температура изделия Го, °С ТН2 = 170 — начальная температура наружной поверхности изделия, образующаяся при совершенном тепловом контакте с формой Гн, °С Т2 = О — приращение температуры формы за шаг по времени AL1 = О — плотность теплового потока через внутреннюю поверхность вала ЧЦ = 10 — число циклов интегрирования по времени, через которое намечается производить печатание текущих результатов ПХ = 1 — признак задания массивом значений узловых линейных координат эквивалентной пластины ПТ = 0 — признак задания постоянной начальной температуры изделия ПП = 1 — признак печатания сокращенного объема информации в цикле интегрирования по времени СИГМА = = 1/2 — коэффициент к производной в сеточной схеме интегрирования уравнения теплопроводности. [c.205]

Уравнение (9-6) можно решить численным или графическим методом. Т. П. Торда иллюстрировал применение разработанного им метода на примере отсасывания ламинарного пограничного слоя на крыле. Для определения распределения скорости отсасывания уравнение (9-6) решено методом изоклин. Описанное обобщение метода К. Польгаузена на случай отсасывания имеет тот же недостаток, что и метод К. Польгаузена в первоначальном виде в расчетные уравнения (9-5) и (9-6) входит явно вторая производная скорости виешнего потока по продольной координате. Это объясняется тем, что в качестве неизвестной функции принята толщина пограничного слоя 6 вместо толщины потери импульса 0. Как отмечалось ранее, наличие и" 1 затрудняет расчет, поскольку при задании и (х). например, в виде графика определение и х) связано с немалыми трудностями и ошибками. [c.304]

Поскольку переходная область мала по сравнению с толщиной пограничного слоя, то условия иа внешней границе слоя, в том числе и продольный градиент давления, не оказывают заметного влияния ла движение жидкости в этой области. Поэтому можно пренебречь производными осредненных величин по координате х и, учитывая уравнение иеразрывности (3-3), записать уравнение (2-33) в виде [c.321]

Рассмотрим случай, когда величина А (z) = onst. Учитывая, что в уравнение входит только произведение ВА , можно, не уменьшая общности, положить константу равной единице. Тогда согласно (7.64) изменение толщины крыла А, (z) в области О 1 имеет степенной характер с показателем степени три четверти. Если предположить, что в пограничном слое на части крыла, прилегающей к передней кромке Z = 1, существует область закритического течения и в ней функции / (А), v (А), р, Ае не зависят от значения поперечной координаты z, то легко показать, что указанная система уравнений в частных производных с учетом (7.65) сведется в этой области к системе обыкновенных дифференциальных уравнений, решение которой автомодельно. По виду эта система совпадает с системой (7.63), если в ней коэффициенты Ji следующие [c.336]

В качестве второго уравнения Шиллер использует уравнение Бернулли, записанное для ядра потока, предполагая одновременно, что давление в данном сечении ядра равно среднему давлению в том же сечении трубы. Это предположение хорошо оправдывается при малых Л, но становится все более неточным по мере увеличения х, что связано с ростом толщины пограничного слоя, т. е. области вязкой диссипации. Отмеченное обстоятельство и приводит к тому, что решение Шиллера на достаточном удалении от входа оказывается неточным. Поэтому, следуя [Л. 14], вместо уравнения Бернулли будем пользоваться приближенным уравнением баланса механической энергии для всего потока, принимая во внимание и потерю энергии, обусловленную вязкой диссипацией. Запишем это уравнение для участка потока от входного сечения до некоторого сечения, находящегося на расстоянии X от входа. Полагая, что ха х и пренебрегая всеми производными от скорости, за исключением дхюх)дг, получим [c.59]

В основе спектрального метода лежит стандартный математический аппарат, позволяющий приближенно решать дифференциальные уравнения в частных производных. Решение ищется в виде разложения по ряду базисных функций от пространственных переменных с конечным числом членов ряда п. Эффективный способ применения спектральных методов к решению нелинейных дифференциальных уравнений, описывающих гидродинамические процессы, предложен Орсегом 30]. Преимуществом спектрального метода является возможность точного удовлетворения граничных условий при правильном подборе базисных функций, впрочем, только для областей с простой геометрией. Кроме того, этот метод в определенных условиях позволяет получить более точное решение по сравнению с методом, основанным на интегрировании по контрольному объему. Однако применение спектрального метода к решению системы уравнений Навье—Стокса встречает значительные трудности. Число базисных функций п вычисляется как отношение наибольшего характерного геометрического масштаба поля течения к наименьшему. Например, в случае течения в ограниченной области пространства наибольший масштаб имеет порядок размеров этой области, а наименьший определяется толщиной вязкого слоя вблизи стенки. Для сложных пространственных задач и течения с большими числами Рейнольдса указанное отношение может быть достаточно велико. Очевидно, ошибка численного решения уменьшается с ростом числа базисных функций п. Приемлемая точность решения часто не может быть достигнута из-за непомерно возрастающего с ростом п объема вычислений. Кроме того, при применении спектрального метода ошибка решения носит глобальный характер (т.е. появление погрешности решения в какой-либо точке приводит к распространению ошибки на всю область независимых переменных). С увеличением степени нелинейности уравнений эффективность спектральных методов снижается. Поэтому спектральные методы используются в основном для исследования однородной или изотропной турбулентности или для расчета течения в областях простой формы. [c.197]

Результаты расчетов и сравнение с экспериментами. Численное решение уравнений движения и энергии (2.10)-(2.12) выполнялось с помощью программы Math ad. На фиг. 2 и 3 представлены безразмерные профили радиальной составляющей скорости F и температуры 0. Профили температуры качественно подобны друг другу, тогда как профили радиальной скорости изменяют свой вид от профиля типа пристенной струи, характерного для свободного диска, до профилей пограничного слоя (уже при к > 0.5). Эта качественная перестройка профилей радиальной скорости и определяет резкое изменение режимов теплообмена вращающегося диска при обдуве, описанное ниже. Профили тангенциальной и аксиальной скоростей не меняют характера своего поведения. Поэтому эти профили, описанные в [4, 11], здесь не приводятся. Обращает на себя внимание существенное уменьшение толщины пограничного слоя с ростом параметра к и одновременное резкое увеличение тангенциальных касательных напряжений на стенке. Величины производных радиальной и тангенциальной скоростей (по координате ) и [c.25]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...