Обтекание плоской пластины

Рис. 2.1. Развитие пограничного слоя при обтекании плоской пластины

Рис. 4.2. Схема пограничного слоя при обтекании плоской пластины

Рис. 15. Координаты, толщины пограничных слоев и распределения составляющих поля скоростей газа и фазы частиц при ламинарном обтекании плоской пластины.

Оби ее корреляционное соотношение для средних коэффициентов теп.юотдачи при продольном обтекании плоской пластины. В большинстве практических случаев встречаются пластины с тупой передней кромкой и высокой степенью турбулентности набегающего потока. Вследствие этого на всей длине пластины существует только турбулентный пограничный слой и не наблюдаются резкие нзменения чисел Нуссельта от значений, задаваемых (2), до значений, определяемых зависимостью (8). В [7] получена графическая корреляция экспериментальных данных по теплообмену при течении воздуха на плоской пластине при 101<Нег<10 . Как показано в [8], приведеиное ниже соотношение не только хорошо описывает данные [7], но и удовлетворительно согласуется с измеренными значениями коэффициентов теплоотдачи в широком диапазоне чисел Прандтля [c.242]

На рис. 6.11 показаны распределения скорости в пограничном слое при различных значениях параметра Л. Профиль скорости при Л = О соответствует обтеканию плоской пластины. Профиль скорости в точке отрыва определяется условием т = О, в этом случае Л = —12. При Л<—12 имеется область возвратного течения, а ири Л > 12 внутри пограничного слоя возникает область течения, где ы/ио>1. Поэтому описанный приближенный метод расчета параметров пограничного слоя имеет смысл лишь при —12<Л 12. Из анализа уравнения количества движения (59) вблизи критической точки, которая является особой точкой (цо= 0), следует, что в этом случае Л = 7,052. [c.303]

При обтекании плоской пластины интегральное уравнение количества движения (59) принимает особенно простой вид [c.304]

Рассмотрим случай обтекания плоской пластины при числе Прандтля, равном единице. Сначала преобразуем уравнение энергии. Умножая (117) на и, складывая с (118) и вводя [c.322]

Так как при продольном обтекании плоской пластины = О, то из уравнения (117) получим [c.323]

При наличии градиента давления во внешнем потоке течение в пограничном слое становится более сложным, чем при обтекании плоской пластины. Так как давление остается постоянным поперек пограничного слоя, то влияние градиента давления во внешнем потоке распространяется на весь пограничный слой. Это влияние в основном сводится к изменению профиля скорости в пограничном слое. [c.329]

Для ламинарного пограничного слоя как несжимаемой жидкости, так и сжимаемого газа при переменном давлении во внешнем потоке существуют различные методы расчета. Наиболее точные методы основываются на численном интегрировании дифференциальных уравнений и требуют применения вычислительных машин. Для турбулентного пограничного слоя несжимаемой жидкости разработаны приближенные, полуэмпирические методы расчета. В случае небольшого градиента давления во внешнем потоке расчет турбулентного пограничного слоя сжимаемой жидкости может быть произведен при условии, что влияние градиента давления учитывается лишь в интегральном соотношении количества движения (59). При этом считается, что профили скорости и температуры, а также зависимость напряжения трения от характерной толщины пограничного слоя имеют такой же вид, как и в случае обтекания плоской пластины. [c.338]

Зависимость F = F( ) при числе, Рг в качестве параметра приведена на рис. 2.41 для условий продольного обтекания плоской пластины при ламинарном пограничном слое. Этот график представляет результаты теоретического решения [108], при котором теплофизические параметры рассматривались постоянными, а поперечный поток массы изменялся вдоль плоской границы по закону /с=Ах . На рис. 2.42 приведено сравнение зависимостей F(u) для Рг=0,7 при изменяющемся /с (кривая /) [c.216]

Кружки. — опыты Рейнольдса для обтекания плоской пластины. [c.201]

Результаты, полученные для внешней задачи обтекания плоской пластины, ввиду малой относительной толщины пристенных слоев можно применить для течения турбулентных потоков в каналах различного поперечного сечения (внутренняя задача). [c.12]

Большинство реальных тел не обладает плоской поверхностью, а имеет плохо обтекаемую форму. В этом случае скорость и давление во внешнем потоке, согласно уравнению Бернулли (1.5), изменяются от лобовой точки к кормовой. В зоне набегания потока (рис. 1.5) обтекание в принципе не отличается от обтекания плоской пластины. Поток вдоль криволинейной поверхности движется в направлении уменьшающегося давления. После прохождения [c.12]

ОБТЕКАНИЕ ПЛОСКОЙ ПЛАСТИНЫ [c.511]

Характерные особенности обтекания плоской пластины суспензией можно усмотреть из кривых зависимостей различных величин от физических координат, приведенных на рис. 15 эти кривые получены путем обобщения на случай суспензии известного решения Блазиуса для ламинарного обтекания плоской пластины однофазной жидкостью [36]. Возьмем безразмерную координату, отсчитывае- [c.237]

Проведенный анализ обтекания плоской пластины применим и при течении жидкости в трубе — для участка, на котором происходит развитие пограничного слоя. Как видно из рис. 1.11, пограничный слой симметричен относительно оси трубы на расстоянии Le от входного сечения. [c.29]

На рис. 2.1 показано развитие пограничного слоя при обтекании плоской пластины. На входной кромке толщина пограничного слоя равна нулю и увеличивается далее с расстоянием х. В сечении, где Ке = шх1 > Кекр, наступает турбулентный режим. При этом весь пограничный слой приобретает структуру турбулентного потока за исключением тонкого подслоя у стенки, который по-прежнему остается ламинарным. Таким образом, пограничный слой может быть ламинарным или турбулентным с ламинарным подслоем. Переход от ламинарного пограничного слоя к турбулентному не имеет четкой границы, а занимает в диапазоне значений Ке некоторую область, называемую переходной. Соответствующий ей режим течения называется переходным. Границы переходного режима тем шире, чем выше вязкость среды и чем, следовательно, труднее возникает турбуленхность. Экспериментально установлено, [c.65]

Рассмотрим стационарное обтекание плоской пластины длиной I под нулевым углом атаки. Поставим задачу определения среднего значения теплового потока 1 , на поверх-постн пластины в том случае, когда ее температура незначительно отличается от температуры набегающего потока 7 . Общее решение этой задачи представи.м в виде [c.106]

Эффекты более высокого порядка. Теория пограничного слоя Прандтля позволяет получить асимптотическое решение, справедливое в пределе Ке .- -оо. Практически формула (177) и аналогичные ей применимы для значений КСд >10 . Для получения решения в области меньших чисел Рсйнольдса необходимо использовать теорию пограничного слоя более высокого порядка 86]. При обтекании плоской пластины наиболее существенные поправки теории Прандтля относятся к области течения вблизи передней кромки. В теории Прандтля бесконечная и конечная плоские пластины никак не различаются. Теория же высшего порядка позволяет получить следующее выражение для коэффициента трения пластины конечной длины [88] [c.115]

Для сжимаемого газа, как показано выше, уравнения пограничного слоя в переменных Лиза — Дородницына имеют такой же вид, как для пограничного слоя несжимаемой жидкости. Поэтому следует ожидать, что зависимость скорости от переменной Т1 в пограничном слое сжимаемого газа будет близка к зависимости скорости от физической переменной у для несжимаемой жидкости. При обтекании плоской пластины (Л = 0) положим [c.304]

Гиперзвуковое обтекание плоской пластины при налом угле атаки [c.115]

Стацйонарное ламинарное течение в пограничном слое на пластине. Решение Блазиуса. Пусть ось х направлена вдоль обтекаемой полубесконечной пластины, ось у перпендикулярна к ней, а начало координат совпадает с передней кромкой пластины. При продольном обтекании плоской пластины стационарным равномерным идеальным потоком скорость во всем потоке не меняется, и = onst. Такпд образом, по отношению к пограничному слою во внешнем потоке скорость и, следовательно, давление (см. (5.1.9)) не меняются по х. Уравнения Прандтля (5.1.8) в этом случае будут иметь вид [c.108]

Для выяснения стабилизирующих свойств схемы проводились расчеты обтекания плоской пластины при различных начальных профилях. Пусть А — толш ина пограничного слоя в автомодельном переменном г . В случае решения Блазиуса, поскольку А = onst, полагалось А = 8,0. В качестве начального профиля и была взята кусочно-линейная функция, которая обращается в О на пластине и принимает постоянное значение и = 1 на расстоянии Al от пластины, В случае 1) Ai = 0,5А в случае 2) Ai = 2/3A. Кроме того, мы рассмотрели предельный случай 3), когда начальный профиль задан разрывной функцией Uo(0) = 0, Mo(Tit) = l, tii>0. В расчетах варьировались число интервалов М по поперечной кординате [c.142]

Для турбулентного газодинамического обтекания плоской пластины подобие полей температур торможения и скоростей было уже известно ранее [25 . Оно вытекает непосредственно из упрощенных уравнений газодинамики (21,1) для турбулентного пограничного слоя (гл. VIII). [c.113]

Анализ возможности моделирования тепловых потоков к каталитической поверхности в сверхзвуковом потоке с помогцью наземных экспериментальных установок проведен в ряде работ (см., например, 5, 85-93]). Для воспроизведения в эксперименте теплопередачи в критической точке осесимметричного затупленного тела, обтекаемого высокоэнтальпийным потоком газа, нужно обеспечить на внешней границе пограничного слоя модели натурные значения давления, температуры, концентраций компонентов и градиента скорости растекания вдоль образуюгцей поверхности тела. В указанных выше работах отмечается, что хорошая точность достигается в дозвуковом потоке при обтекания модели в виде затупленного тела и при обтекании плоских пластин сверхзвуковом потоком с числом Маха М = 1 — [c.43]

Простейшим примером течения с неустановившимся профилем скоростей является продольное обтекание плоской пластины бесконечным потоком. У передней кромки всякого тела толш,ина пограничного слоя мала, так что кривизной поверхности можно пренебречь. Следовательно, начальная стадия обтекания всегда приближенно может быть сведена к этому простейшему случаю. [c.252]

Однако, наибольшее внимание привлек к себе аэродинамический нагрев. Россоу [Л. 3] в 1957 г. опубликовал первую статью, посвященную этому вопросу. Согласно полученным им результатам наложение поперечного магнитного поля при обтекании плоской пластины несжимаемой жидкостью с постоянными свойствами приводит к существенному снижению поверхностного трения и теплоотдачи. За этой работой последовало большое число решений для всевозможных случаев аэродинамических течений большая часть исследований была сконцентрирована на области передней критической точки, где при сверхзвуковом полете следовало ожидать наибольшей степени ионизации. Результаты этих работ в отношении степени снижения теплоотдачи часто были весьма противоречивыми (частично это связано с неправильным истолкованием полученных результатов и необоснованными сравнениями). В конце концов выяснилось, что для обеспечения надежного экранирования от высоких тепловых потоков при полете в атмосфере необходимы столь большие напряженности магнитного поля, что этот способ становится неконкурентоспособным (по весу) с другими методами охлаждения [Л. 4]. Однако разработка новых легких сверхпроводящих магнитов возродила интерес к магнитной тепловой защите ракет, возвращающихся с высокой скоростью из орбитальных и сверхорбитальных полетов [Л. 5]. [c.6]

В критической точке В постоянно и не изменяется по толщине пограничного слоя. Ни в одной из опубликованных работ не рассматривается стыковка магнитного поля в вязкой и невязкой зонах течения. (Заметим, что при от=0 задача свюдится к обтеканию плоской пластины, обсужденному в разделе V,B,2). [c.57]

Сидоров [Л. 23] рассмотрел случай совместного действия ковекции и излучения при ламинарном обтекании плоской пластины. Однако им было получено решение в крайне приближенной форме. Решения в приближении оптически тонкого слоя были получены при анализе теплообмена в пограничном слое некоторыми авторами, апример Хоу [Л. 24] и Кохом и Да Сильвой 1[Л. 25]. В этих анализах принимается, что газ (воздух при высокой температуре) в пределах пограничного слоя только испускает, но не поглощает тепловое излучение. Это допущение справедливо нри условии, что поверхность и газ за пределами пограничного слоя являются относительно холодными. В приближении большой оптической толщины были получены некоторые результаты Вискантой и Грошем [Л. 26] для ламинарного потока в щели. Таким образом, этот анализ служит в качестве предельного решения для случая, когда оптическая толщина пограничного слоя велика. Во многих случаях при течении поглощающего газа в пограничном слое взаимное влияние конвекции и излучения незначительно. Для того чтобы оценить, при каких условиях пренебрежение эффектами взаимодействия является допустимым, в последующем анализе эффекты взаимодействия конвекции и излучения в пограничном слое будем учитывать лишь в первом приближении. Рассмотрим частный случай ламинарного течения газа вдоль плоской поверхности. [c.157]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология