Течение с высокими числами Рейнольдс

Течения с высокими числами Рейнольдса [c.277]

Гидравлическое сопротивление на пути течения жидкости создается в основном обеспечением малого зазора, к которому при высоких числах Рейнольдса (преимущественно в случае уплотнения газовой среды) добавляется дополнительное сопротивление в виде лабиринта с расширением и сжатием струи (рис. 5.23, б и в), при применении которого повышается сопротивление щели. [c.499]

Подводя итог, можно сказать, что с возрастанием числа Рейнольдса примерно до 10 донное давление быстро уменьшается, а при числах Рейнольдса более 10° поток все более напоминает турбулентную струю. Дальнейшее возрастание числа Рейнольдса не вносит существенных изменений в картину течения в следе, но донное давление снова резко возрастает при более высоких числах Рейнольдса, а затем слабо изменяется с ростом числа Рейнольдса. [c.21]

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]

Отрыву потока от поверхности посвящено большое количество работ (см. [1-3]), в которых рассматриваются условия появления отрыва, а также определяются протяженность и конфигурация срывных областей. Наряду с изучением течений с отрывными зонами важно исследование методов воздействия на пограничный слой с целью предотвращения отрыва. Результаты подобных исследований при низких числах Маха и высоких числах Рейнольдса можно найти в [4, 5]. Экспериментальные результаты для больших чисел Маха и низких чисел Рейнольдса при разных видах воздействия на [c.161]

Переход ламинарного течения в турбулентное в трубе. Течения реальной жидкости во многих случаях резко отличаются от ламинарных течений, рассмотренных в предыдущих главах. Они обладают некоторым особым свойством, которое называется турбулентностью. При возрастании числа Рейнольдса в течениях реальной жидкости как в трубах и каналах, так и в пограничном слое на обтекаемом теле происходит отчетливо выраженный переход ламинарной формы течения в турбулентную. Этот переход ламинарного течения в турбулентное, называемый также возникновением турбулентности, имеет фундаментальное значение для всей гидроаэродинамики. Раньше всего явление перехода было замечено при наблюдении течений в прямых трубах и каналах. В длинной прямой трубе с постоянным поперечным сечением и с гладкими стенками каждая частица жидкости движется при небольших числах Рейнольдса с постоянной скоростью по прямолинейной траектории. Вследствие вязкости частицы жидкости, близкие к стенкам, текут медленнее, чем частицы, более удаленные от стенок. Течение происходит упорядоченным образом в виде движущихся один относительно другого слоев слоистое, или ламинарное, течение, рис. 2.18, а). Однако наблюдения показывают, что при более высоких числах Рейнольдса течение перестает быть упорядоченным (рис. 2.18, б). Возникает сильное перемешивание, которое в случае течения в трубе легко сделать видимым, если ввести в поток окрашенную струйку жидкости. Впервые это сделал [c.415]

В свою очередь на этой кривой главный интерес представляет точка с наименьшим числом Рейнольдса, лежащая на касательной, параллельной ОСИ а. При еще более низких значениях числа Рейнольдса все отдельные колебания затухают, а при более высоких — по крайней мере некоторые отдельные колебания нарастают. Наименьшее число Рейнольдса, определяемое нейтральной кривой, представляет собой теоретическое критическое число Рейнольдса исследуемого ламинарного течения оно называется также пределом устойчивости. [c.427]

Течения при очень высоких числах Рейнольдса обладают новым особым свойством—турбулентностью. Законы таких течений значительно отличаются от законов ламинарных течений и не описываются стационарными уравнениями Навье—Стокса для вязкой жидкости. При турбулентном течении усиливается обмен импульсом и энергией в поперечном направлении, в связи с чем возрастают трение, теплообмен и массообмен. [c.149]

Представленные обзорные результаты комплексного экспериментального исследования трехмерной структуры течения в начальном участке свободной сверхзвуковой нерасчетной струи, истекающей из осесимметричного сопла, при высоких числах Рейнольдса (Re = 10 ) позволяют утверждать, что пространственный характер течения на границе струи обусловлен развитием в слое смешения струи продольных вихревых структур. Формирование пространственного характера течения в начальном участке слоя смешения связано с развитием неустойчивости Тейлора [c.190]

В методике исследований зачастую предусматривалось проведение своеобразной тарировки экспериментальной установки с по-мош,ью опытов с нулевой концентрацией и последующей сверкой результатов с литературными данными по теплообмену с чистым потоком. Во всех случаях режим течения дисперсного потока характеризовался высокими значениями числа Рейнольдса (порядка 10 и выше). Исследования в области низких чисел Re малочисленны, хотя они представляются весьма важными. [c.216]

При низком значении числа Рейнольдса в пленке коэффициент теплоотдачи стремится к величине ламинарной теплоотдачи по теории Нуссельта а = Xjb для всех чисел Прандтля. Следует отметить, что отклонение числа Nu от единицы происходит тем позже, чем меньше число Прандтля. В диапазоне температур от 100° до 300°С число Прандтля для воды лежит в диапазоне от 0,85 до 1,7. Это означает, что числа Rej, соответ-ствуюш ие началу переходит от ламинарной теплоотдачи к турбулентной, лежат в пределах от 5 до 12. В экспериментальных работах границей перехода к турбулентному течению считают обычно более высокие значения. Так, в работе [3.29] на основании измеренных мгновенных профилей скорости в пленке жидкости с волнами в диапазоне Rea 30 было показано, что профиль скорости в этом диапазоне подчиняется параболической зависимости = 2 (у — 1/2у ), т. е. следует строго ламинарному закону. [c.116]

Выбор интерполяционных функций срр. МКО не ограничивает выбор интерполяционных функций фр, что приводит к неединственности выражения для дискретного аналога, получаемого из (5.79). На практике обычно ограничиваются простейшими кусочно-ненулевыми функциями. При этом важно, чтобы интерполяционные функции имели физически правдоподобный характер и обеспечивали хорошую аппроксимацию для компонент вектора плотности полного потока на гранях КО. Например, в одномерной стационарной задаче теплопроводности при отсутствии источников и стоков теплоты любая интерполяционная функция, имеющая локальные экстремумы, очевидно, является неправдоподобной для представления профиля температуры. В этом случае требованию правдоподобия отвечают кусочно-линейные интерполяционные функции. Напротив, в задачах с преобладающим влиянием конвекции использование кусочно-линейных и кусочно-квадратичных функций приводит при недостаточно густой сетке к физически абсурдным результатам. Для этих задач, как будет показано в п. 5.2.5, целесообразно применение кусочно-экспоненциальных интерполяционных функций. Следует отметить, что использование в качестве интерполяционных функций полиномов высокого порядка дает сравнительно небольшое преимущество в точности при использовании грубой сетки, однако оказывается менее экономичным из-за охвата большого количества узлов сетки. Для разрывных решений (для течений с ударными волнами), а также решений, характеризующихся большими градиентами (для течений вязкой жидкости при больших числах Рейнольдса), интерполяционные полиномы высокого порядка также не дают существенно большую точность [73]. В силу указанных причин применение полиномов более высокого порядка, чем первый, может быть оправдано лишь в некоторых особых случаях. [c.154]

На практике отрыв турбулентного потока является гораздо более важной проблемой по сравнению с отрывом ламинарного потока, поскольку вследствие увеличения числа Рейнольдса как при увеличении размеров тела, так и при увеличении скорости потока происходит переход от ламинарного режима течения к турбулентному. На переход влияют завихренность набегающего потока, градиент давления, шероховатость поверхности, кривизна тела, теплопередача и сжимаемость. Поток в диффузоре, как правило, турбулентный. Из предыдущей главы следует, что ламинарный поток имеет сильную тенденцию к отрыву, поэтому при ламинарном обтекании чрезвычайно трудно создать большую нагрузку на твердую поверхность при высокой эффективности. Однако турбулентный поток гораздо легче преодолевает положительный градиент давления из-за обмена количеством движения внутри пограничного слоя. Следовательно, для создания больших нагрузок поток должен быть турбулентным. [c.143]

Картина течения в следе за двумерным телом подобна картине течения за осесимметричным телом и имеет горло и область повторного сжатия, замыкающую донное течение, с замыкающим скачком уплотнения. Так, характер изменения P в зависимости от числа Рейнольдса для двумерного течения подобен характеру изменения этого параметра для осесимметричного течения. Донное давление возрастает от некоторого постоянного значения для турбулентного следа до более высокого постоянного значения при числах Рейнольдса, меньших критического, так как переход от ламинарного течения к турбулентному происходит в свободной струе. [c.31]

Последнее обстоятельство согласуется с известной теоремой Сквайра, согласно которой пространственные возмущения изотермического течения Пуазейля приводят к более высоким критическим числам Рейнольдса, чем плоские. [c.272]

Приближенная модель учета джоулевой диссипации в пристеночной области. Сформулированная выше система уравнений обладает рядом особенностей, обусловленных наличием членов f и q. Прежде всего, в магнитогидродинамических пограничных слоях нарушается подобие между полями скорости и энтальпии торможения, свойственное газодинамическим течениям. Одной из причин его нарушения является выделение джоулева тепла / /сг вблизи холодной электродной стенки. Повышенное тепловыделение в пристеночной области связано с сильным уменьшением проводимости вблизи холодной поверхности в результате уменьшения температуры газа. При достаточно больших числах Рейнольдса Reo температура газа почти по всему поперечному сечению пограничного слоя вследствие интенсивного турбулентного перемешивания остается на уровне достаточно высокой температуры внешнего потока и резко уменьшается только вблизи стенки - в предельном случае в зоне ламинарного подслоя. Для приближенного учета этого эффекта построим простейшую модель разогрева жидкости в пристеночной области. Сделаем следующие предположения [c.555]

В этом разделе обсудим задачи обтекания погруженных тел непью-тоновскими жидкостями. Обсуждение подразделяется на две части вначале рассмотрим течения с низкими числами Рейнольдса, т. е. течения, в которых инерционные силы не доминируют над внутренними напряжениями затем проведем анализ пограничного слоя, который представляет интерес в задачах обтекания с высоким числом Рейнольдса и для которого кинематика вне пограничного слоя и области следа определяются уравнениями Эйлера (7-1.6). [c.275]

Со временем явно наметились две различные школы. Первая школа утверждала, что ламинарный поток является неустойчивым в классическом понимании, согласно которому даже бесконечно малые возмущения способны вызвать переход к турбулентному потоку. Тот факт, что переход никогда не наблюдался при ожидаемом числе Рейнольдса, объяснялся этой школой некоторым несовершенством теории. Возмущения, описываемые теорией малых колебаний Орра—Зоммерфельда— Толлмина (позднее распространенной на случай теплообмена), не связывались с вопросами перехода, а поэтому данная школа не могла установить какой-либо определенной,зависимости. Более того, утверждалось, что вообще невозможно установить какие-либо соотношения в этой задаче. Вторая школа считала, что переход вызывается только конечными возмущениями. Например, удалось экспериментально установить, что при особых условиях ламинарное течение может существовать и при высоких числах Рейнольдса. Указанный факт находится в явном противоречии с любым допущением о неустойчивости в обычном ее понимании. Автор считает, что этот спор может быть разрешен приводимыми ниже данными. Поток существенно устойчив относительно двух- и трехмерных возмущений лишь при условии, что трехмерные возмущения имеют место при значении числа Рейнольдса ниже критического, но отнесенного не к основному потоку, а к самим возмущениям. Согласно настоящей теории двухмерные возмущения в идеальном случае затухают. [c.57]

Как и в случае течения в упакованных слоях, теоретическое рассмотрение процесса псевдоожижения при высоких числах Рейнольдса все еще оказывается невозможным. В задачах седиментации, конечно, высокие числа Рейнольдса при больших концентрациях частиц обычно не наблюдаются. Чтобы понять фундаментальные гидродинамические особенности псевдоожиженных систем, Фейон и Хаппель [28] изучали течение жидкости вокруг одиночной сферы, помещенной в круговом цилиндре. Они нашли, что в интервале чисел Рейнольдса, построенных по скорости набегания потока и диаметру сферы, от 0,1 до 40, падение давления, вызванное наличием сферы, и действующая на нее сила трения могут быть представлены полуэмпирическими выражениями, состоящими из двух членов. Первый из них связан с наличием цилиндрической стенки, ограничивающей поток, и может быть получен теоретически из уравнений медленного движения, в которых инерционными эффектами пренебрегается. Второй член, обусловленный инерционными эффектами, может быть получен из данных, относящихся к однородному обтеканию сферы неограниченной средой (см. уравнение (7.3.110)). [c.491]

Упомянутые выше экспериментальные результаты, относящиеся к переходу ламинарной формы течения в турбулентную, дают основание считать, что при малых числах Рейнольдса, при которых течение остается ламинарным, возмущения с любой длиной волны всегда затухают, в то время как при более высоких числах Рейнольдса, когда течение турбулентно, по крайней мере некоторые возмущения с определенной длиной волны нарастают. Однако необходимо теперь же подчеркнуть следующее важное обстоятельство нельзя ожидать, что теоретическое критическое число Рейнольдса, полученное посредством исследования устойчивости, совпадет с тем экспериментально определенным числом Рейнольдса, при котором происходит, переход ламинарной формы течения в турбулентную. В самом деле, теоретическое критическое число Рейнольдса, полученное путем исследования устойчивости, например, пограничного слоя на стенке, определяет ту точку на стенке, дальше которой по течению происходит нарастание некоторых отдельных колебаний. Однако очевидно, что должно пройти некоторое время, прежде чем из нарастания этих возмущений возникнет турбулентность. До наступления этого момента возмущение успеет распространиться вниз по течению на некоторое расстояние. Поэтому следует ожидать, что точка наблюдаемого перехода ламинарной формы течения в турбулентную" будет лежать всегда ниже по течению, чем точка, соответствующая теоретически вьгаисленному пределу устойчивости. Другими словами, экспериментальное критическое число Рейнольдса всегда больше теоретического критического числа Рейнольдса, и притом безразлично, составлены ли эти числа для текущей длины или для толщины пограничного слоя. Для того чтобы различать точки, соответствующие теоретическому и экспериментальному числам Рейнольдса, будем называть ту из них, в которой достигается теоретическое критическое число Рейнольдса (предел устойчивости), нейтральной точкой а ту, в которой возникает турбулентность,— точкой перехода ламинарной формы течения в турбулентную [c.427]

На рис. 21.2 для сравнения с теоретическими кривыми отмечены результаты различных измерений. Экспериментальные точки, полученные К. Ви-зельсбергером для пластин, обтянутых пропитанной целлулоидом материей, лежат несколько выше кривой 2, соответствующей турбулентному течению. Это обстоятельство показывает, во-первых, что при измерениях К. Визельсбергера не наблюдалось четко выраженного участка ламинарного течения вблизи передней кромки пластин, и, во-вторых, что пластины обладали небольшой шероховатостью. Измерения Ф. Геберса [ ], выполненные для области чисел Рейнольдса Rez от 10 до 3 10 , лежат при менее высоких числах Рейнольдса на переходной части кривой За, соответствующей формуле (21.16а), а при более высоких числах Рейнольдса — на кривой 5, соответствующей формуле (21.16). Измерения К. Э. Шёнхера также хорошо совпадают с теорией. Наибольшие числа Рейнольдса, вплоть до [c.579]

Если представить в такой форме данные для полимерных ja TBopOB, то возникает вопрос о подходяш ем определении числа ейнольдса, поскольку вискозиметрическая вязкость этих растворов обычно зависит от скорости сдвига. Обычно используют такое определение числа Рейнольдса, при котором справедлива корреляция для ламинарного течения полимерного раствора [26], ука-зываюш ая на отсутствие снижения сопротивления при числах Рейнольдса ниже 2100 (переход к турбулентному режиму никогда не наблюдается при значениях, меньших 2100). В действительности падение давления при ламинарном течении раствора более высокое, чем при течении с той же расходной скоростью чистого раство- [c.281]

В ламинарных течениях частицы могут выступать как своеобразные дискретные турбулизаторы. Последнее проявляется в определенной дестабилизации, нарушении устойчивости ламинарного течения взвешенными частицами. Это приводит к раннему качественному изменению режима движения. При этом турбулентный режим наступает при числе Рейнольдса зачастую в несколько раз меньшем [Л. 40], чем Некр для чистого потока. Ю. А. Буевич и В. М. Сафрай, объясняя подобный дестабилизирующий эффект в основном межкомпонентным скольжением, т. е. наличием относительной скорости частиц, указывают на существование критического значения отношения полного потока дисперсионной среды к потоку диспергированного компонента, зависящего и от других характеристик, при превышении которого наступает неустойчивость течения. Подобная критическая величина может быть достигнута при весьма малых числах Рейнольдса. Отметим, что критерий проточности Кп (гл. 1) может также достичь высоких (включая и характерных) значений при низких Re за счет увеличения концентрации, соотношения плотностей компонентов и др. Согласно (Л. 40] нарушению устойчивости способствует увеличение размеров частиц и отношения плотностей компонентов системы. Отсюда важный вывод о возможности ранней турбулизации практически всех потоков газовзвеси и об отсутствии этого эффекта для гидро-взвесей с мелкими частицами или с рт/р 1 (равноплотные суспензии). [c.109]

Коэффициент потерь К для однофазного потока, рассчитанный по скорости в сеченпи канала перед сужением, представлен в вавп-симости от числа Рейнольдса на фиг. 8 п 9. Рассматривалось течение для плоских вставок и для вставок круглой формы. В соответствии с табл. 2 величина а имеет одно и то же значение, равное 0,А, как для короткой вставки S-1, так и для длинных вставок S-2 п S-4. Следует отметить, что вставка S-1 слишком короткая и в ней не происходит восстановления давления. Эта вставка имеет существенно более высокий коэффициент потерь, чем вставки S-2 и S-4, что не является неожиданным и вытекает из соображений, связанных с рассмотрением закона сохранения импульса. [c.160]

В отношении влияния числа Рейнольдса Хошизаки [381 установил, что влияние массообмена на уменьшение конвективного нагрева изменялось при низких Re. Он исследовал обтекание сферы потоком с числом Льюиса, равным единице, и показал, что увеличение конвективного нагрева за счет завихренности более четко выражено при наличии массообмена. В результате отношение конвективных потоков при наличии и без массообмена (ijj) может быть втрое больше расчетного значения, соответствующего течениям с более высокими Re. В настоящем исследовании ограничивались значениями S <С 1,2. Помимо вопроса о влиянии завихренности, возникает также вопрос о течении в пограничном слое, отклоняющемся от режима континуума, и о том, как это влияет на тепло- и массообмен. В этих условиях охлаждение потока за счет поглощения теила парами, образующимися при абляции, будет ослаблено уменьшением числа столкновений. Хоув и Шеффер [37] указали также, что для моделирования профилей концентраций вдуваемых компонентов число Рейнольдса должно быть удвоено. В силу высказанных выше замечаний, а также ввиду того, что в окрестности конической носовой части космических кораблей при их входе в атмосферу возникает течение с очень низкими Re, необходимо детальное исследование влияния числа Рейнольдса на связь между переносом массы и энергии. [c.386]

Уравнения (9-21) и (9-22) хорошо согласуются с опытными данными при числах Прандтля от 0,5 до 30 в широком диапазоне чисел Рейнольдса. По рассмотренным причинам эти уравнения неприменимы при очень малых числах Прандтля. При высоких числах Прандтля уравнения дают заниженные по сравнению с опытными данными значения числа Нуссельта (по причинам, которые (будут рассмотрены ниже). Прежде чем обсуждать различные уточнения изложенного метода анализа, полезно несколько подроб нее исследовать полученное решение. Заметим, что Nu = = Ф(КеРг), а не постоянное ЧИСЛО, как в соответствующей задаче при ламинарном течении. Рассмотрим безразмерные профили температуры, построенные на рис. 9-4 по уравнениям (9-14), (9-15) и (9-19). При высоких числах Прандтля эти профили -почти прямоугольные , тогда как при низких числах Прандтля они более пологие и напоминают профили температуры при ламинарном течении. Выясним, в какой области потока в каждом из этих случаев сосредоточено основное термическое сопротивление. При высоких числах Прандтля оно сосредоточено преимущественно в подслое, тогда как при низких числах Прандтля термическое сопротивление распределено по всему сечению потока. Причину этого различия можно понять, если рассмотреть член уравнения энергии, определяющий полный перенос тепла, (ет/v) + (1/Рг). Ясно, что относительная роль турбулентного и молекулярного переноса тепла непосредственно зависит от числа Прандтля. Член уравнения энергии, определяющий молекулярный перенос тепла, 1/Рг не изменяется по радиусу трубы. Величина 8t/v, определяющая турбулентный перенос, напротив, изменяется от большого значения в ядре потока до нуля на стенке трубы. Форма профилей температуры и характер теплообмена при турбулентном течении зависят от [c.200]

Даже в упрощенном виде теоретическая задача устойчивости установившегося обтекания тел конечных размеров не решена. Но представляется несомненным, что установившееся течение устойчиво при достаточно малых числах Рейнольдса. Экспериментальные данные указывают на то, что ламинарное течение устойчиво при достаточно малых числах Рейнольдса. Экспериментальные данные также свидетельствуют о том, что ламинарное течение всегда устойчиво в каналах с круговым поперечным сече нием вплоть до TVr = dUgl i = 2100, где d — диаметр трубы и С/ — средняя скорость. Однако когда приняты специальные меры по уменьшению возмущений на входе, ламинарные течения могут существовать при значительно более высоких числах Рей-нольдса. В случае обтекания потоком тел, помещенных в жидкость, критическое число Рейнольдса намного меньше, особенно для плохо обтекаемых тел, обтекание которых происходит с отрывом потока. При этом критические значения имеют порядок от 10 до 100 так, например [351, при поперечном обтекании цилиндра потоком жидкости незатухающее неустановившееся течение наблюдается при = d /p/ji =34, где d диаметр цилиндра. Критическое число Рейнольдса TVr = 17, при котором начинается отрыв потока при обтекании сферы, было найдено Дженсоном [291 его анализ основан на решении полных уравнений Навье — Стокса релаксационными методами. [c.57]

Нерегулярное пульсационное движение можно качественно рассматривать как результат наложения пульсаций различных масштабов. Под масштабом турбулентности подразумевается порядок величин тех расстояний, на протяжении которых существенно меняется скорость движения. При очень больших числах Рейнольдса в турбулентном потоке присутствуют пульсации с масштабами от самых больших до очень малых. Основную роль играют крупномасштабные пульсации, масштаб которых всего в несколько раз меньше, чем характерные ра шеры области течения I, а скорость в несколько раз меньше, чем изменения средней скорости Д V на протяжении расстояния /, Частоты крупномасштабных пульсаций имеют порядок отношения средней скорости к размеру области течения I. Мелкомасштабные пульсации, соответствующие большим частотам, участвуют в турбулентном потоке со значительно меньшими амплитудами. Однако только здесь становится существенной вязкость жидкости. Из гэписанной выше качественной картины структуры турбулентного потока становится ясным, что высокую информативность должны иметь корреляционные функции скоростей. Они являются количественной характеристикой связи между значениями скоростей в двух достаточно близких точках потока. [c.84]

Сопротивление тел в околозвуковом, сверхзвуковом и гиперзвуковом диапазонах скоростей представляет особую область газовой динамики, которую во вводном курсе осветить невозможно. Поэтому здесь будут приведены лишь некоторые экспериментальные результаты для основных форм обтекаемых тел и некоторые ссылки на более обширные источники информации. Изменение коэффициента сопротивления сфер и цилиндров в зависимости от числа Маха свободного потока в диапазоне от 0,1 до 10 иллюстрируется на рис. 15-29. На этом рисунке показано влияние сжимаемости при числах Рейнольдса как выше, так и ниже того, которое необходимо для перехода в пограничном слое от ламинарного течения к турбулентному. Для чисел Маха больше 0,7 влияние вязкости стаиовится малым, и кривые сливаются. Для сопоставления на рис. 15-30 Л. 14] показаны характеристики сопротивления удлиненной ракеты, корпус которой представляет собой заостренное тело вращения. Это тело имеет очень высокое критическое число Маха (Макр 0,95), и при Ма=3 сила сопротивления, действующая на него, составляет примерно 1/5 от сопротивления сферы с тем же диаметром, что и максимальный диаметр ракеты. Удобообтекаемое с точки зрения дозвукового потока тело, т. е. тело со скругленной передней кромкой, испытывает в сверхзвуковом потоке очень высокие силы сопротивления по сравнению с заостренными телами. [c.428]

В ряде рекомендаций коэффициент расхода принимается равным л == 0,8 Крбме того, в некоторых рекомендациях коэффициент расхода принимают постоннным уже при числах Рейнольдса Re = 30—40. Однако допущение может быть принято для случая достаточно высоких давлений и когда седло клапана выполнено с весьма острой кромкой, т. е. при развитом турбулентном потоке. При наличии на седле фаски следует учитывать возможность появления при малых подъемах ламинарного режима течения жидкости в щели и соответственно изменения (снижения) коэффициента расхода. [c.371]

Гиперзвуковой след за тонким телом несколько отличается от следа за туными телами. В случае тонкого тела большие градиенты в потоке, вызванные головной ударной волной, несущественны и вязкий след распространяется в области, где параметры потока близки к параметрам набегающего нотока. Явления перехода различны, кроме того, возможно различны и величины турбулентных пульсаций, которые зависят от степени затупления тела. Область ближнего следа ограничена прямыми линиями, причем его первоначальная ширина несколько больше, чем поперечные размеры тела из-за толстого оторвавшегося вязкого слоя, затем ширина следа постепенно уменьшается вниз по потоку, достигая горла. В ближнем следе оторвавшийся вязкий слой играет важную роль. За горлом ширина следа растет пропорционально длине следа. Как упоминалось в гл. I, елед за тонким телом является холодным в отличие от горячего следа за тупым телом из-за отсутствия интенсивного нагрева, создаваемого возникающими ударными волнами, и более медленного роста следа. Кроме того, след за тонким телом охлаждается гораздо быстрее, чем за тупым телом. Эксперименты с острым конусом и конусом со сферическим затуплением, имеющими угол при вершине 20 , в интервале чисел Маха М от 2,66 до 4,85 показали, что донное давление и угол наклона поверхности следа одинаковы для обоих конусов, если одинаковы местное число Маха и число Рейнольдса, вычисленное по толщине потери импульса пограничного слоя у основания конуса [82]. Из-за высокой температуры в гиперзвуковом следе за тупым телом на течение в следе влияют свойства реального газа или физико-химические процессы, как, например, диссоциация, ионизация и рекомбинация. Время, требуемое для завершения процессов диссоциации и ионизации (и для обратных процессов), в сравнении со временем движения частиц газа существенно при определении регистрируемых эффек- [c.126]

В качестве примера на рис. 1.7 изображена зависимость коэффициента сопротивления шаров от числа Рейнольдса Re = VDh и числа Маха Ма = Vi . Кривая для Ма = 0,3 приближенно совпадает с аналогичной кривой для несжимаемого течения (см. рис. 1.5). Это означает, что при Ма 0,3 сжимаемость не оказывает существенного влияния на сопротивление. Однако при более высоких числах Маха это влияние становится весьма заметным. При этом обнаруживается примечательное обстоятельство в исследованной области чисел Рейнольдса при возрастании числа Маха влияни,е числа Рейнольдса на сопротивление все более и более отступает на задний план но сравнению с влиянием числа Маха. [c.32]

Для теоретического исследования перехода ламинарной формы течения в турбулентную в пограничном слое с отсасыванием К. Буссман и Г. Мюнц [ произвели расчет устойчивости асимптотического профиля скоростей способом, изложенным в главе XVI, и получили для критического числа Рейнольдса очень высокое значение [c.466]

Предварительные замечания. Все теоретические и экспериментальные результаты по переходу ламинарной формы течения в турбулентную, изложенные в предыдущих параграфах, относятся к течениям с умеренной скоростью (несжимаемые течения). В настоящее время в связи с запросами авиационной техники усиленно исследуется влияние сжимаемости текущей среды на переход ламинарной формы течения в турбулентную. В сжимаемых течениях важным фактором, влияющим на переход ламинарной формы течения в турбулентную, является, наряду с числом Маха, теплопередача между обтекаемой стенкой и текущей средой. В несжимаемых течениях теплопередача между стенкой и текущей средой происходит только в том случае, когда температура стенки поддерживается на более высоком или более низком уровне, чем температура протекающей жидкости. В сжимаемом течении на теплопередачу между стенкой и текущей средой сильное влияние оказывает тепло, выделяющееся в пограничном слое вследствие трения (см. главу XIII). В сжимаемом течении, наряду со скоростным пограничным слоем, всегда образуется температурный пограничный слой, оказывающий существенное влияние на устойчивость динамического пограничного слоя. Как показывают излагаемые ниже теоретические и экспериментальные результаты, теплопередача от пограничного слоя к стенке действует стабилизующим образом, т. е. приводит к повышению критического числа Рейнольдса теплопередача же от стенки к пограничному слою, наоборот, уменьшает устойчивость пограничного слоя, следовательно, приводит к понижению критического числа Рейнольдса. [c.474]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...