Cтраница 2
Черного, сплошными кривыми показаны зависимости са ( 3) при различных Мто в интервале ( 3Моооо), рассчитанные по формуле ( 111) для воздуха ( k 1 4), пунктирными прямыми нанесены соответствующие значения сй ( В) по формуле ( 43) линейной теории Аккерета ( § 57), Наконец, верхняя прямая ( Мос 0), показанная штрих-пунктиром, отвечает известной нам по гл. [16]
Приближенные формулы Аккерета, Буземана, Донова. Парадокс Эйлера-Даламбера справедлив не только для несжимаемой, но и для сжимаемой жидкости, но лишь для случая дозвуковых скоростей. [17]
Установки, подобные установкам Аккерета и Халлера, имеются в настоящее время в Миннесот-ском университете [70], в Гидравлической исследовательской лаборатории фирмы Электриситэ де Франс [9, 11], в Национальной технической лаборатории в Ист-Килбрайде в Шотландии [ 34а ], в СССР и других странах. [18]
Мы получили бы приближения Аккерета и Буземана. [19]
Формула (19.30) дает чрезвычайно простую связь между давле нием в точке на профиле и местным значением угла наклона конту ра профиля к направлению набегающего потока. Эта формула назы вается формулой Аккерета. [20]
Экспериментальная кривая нанесена сплошной линией, теоретическая - пунктиром. Ординаты теоретической кривой сх увеличены на число 0 008, соответствующее коэффициенту сопротивления трения, теорией Аккерета неучитываемому. [21]
Экспериментальная кривая нанесена сплошной линией, теоретическая - пунктиром. Ординаты теоретической кривой сх увеличены на число 0 008, соответствующее коэффициенту сопротивления трения, теорией Аккерета не учитываемому. [22]
Изменение его толщины индуцирует во внешнем сверхзвуковом 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. [23]
Задача о непосредственном интегрировании нелинейных уравнений газодинамики как в области дозвуковых, так и сверхзвуковых скоростей, представила большие и, казалось, непреодолимые математические трудности. Рассмотрение приближенных линеаризованных уравнений, соответствующих малым возмущениям в теории тонкого крыла или тела вращения, привело к ряду важных результатов, среди которых следует особо выделить решение плоской дозвуковой задачи Прандтлем и Глауэртом в 1910 г., плоской сверхзвуковой задачи Аккеретом в 1925 г., с последующими уточнениями в исследованиях советского ученого Донова в 1937 г. Пространственная линеаризованная задача для симметричного обтекания тонкого тела вращения была рассмотрена Карманом и Муром в 1932 г. Аналогичная теория была затем в 1938 г. применена Ченем к случаю несимметричного обтекания тонкого тела вращения под углом атаки. Карман первый решил вариационную задачу о тонком теле наименьшего сопротивления в симметричном сверхзвуковом потоке. Более общие задачи сверхзвуковых пространственных течений были изучены: в случае конических течений - Буземаном в 1943 г. и обтекания крыла конечного размаха - советскими учеными Е, А. [24]
Задача о непосредственном интегрировании нелинейных уравнений газодинамики как в области дозвуковых, так и сверхзвуковых скоростей, представила большие и, казалось, непреодолимые математические трудности. Рассмотрение приближенных линеаризованных уравнений, соответствующих малым возмущениям в теории тонкого крыла или тела вращения, привело к ряду важных результатов, среди которых следует особо выделить решение плоской дозвуковой задачи Прандтлем и Глауэр-том в 1910 г., плоской сверхзвуковой задачи Аккеретом в 1925 г., с последующими уточнениями в исследованиях советского ученого Донова в 1939 г. Пространственная линеаризованная задача для симметричного обтекания тонкого тела вращения была рассмотрена Карманом и Муром в 1932 г. Аналогичная теория была затем в 1938 г. применена Ченем к случаю несимметричного обтекания тонкого тела вращения под углом атаки. Карман первый решил вариационную задачу о тонком теле наименьшего сопротивления в симметричном сверхзвуковом потоке. Более общие задачи сверхзвуковых пространственных течений были изучены: в случае конических течений - А. [25]
У криволинейных диффузоров коэффициент t ] D сильно уменьшается при увеличении угла поворота диффузора. Далее, выполненные измерения показали, что у криволинейных диффузоров большую роль играет также форма выходного сечения. Так, например, у диффузора с круглым входным и эллиптическим выходным поперечным сечением коэффициент T) D значительно ниже в том случае, когда большая ось эллипса лежит в плоскости кривизны диффузора. Если же большая ось эллипса перпендикулярна к плоскости кривизны, то получается больший коэффициент T ] D. Аккерет определил коэффициент полезного действия теоретически посредством расчета турбулентного пограничного слоя способом, указанным в главе XXII. Как показывает рис. 20.28, теоретический результат хорошо совпадает с измерениями. Эти расчеты показали, что при неизменяющемся отношении площади входного поперечного сечения к площади выходного поперечного сечения для каждого числа Рейнольдса, составленного для условий при входе в диффузор, существует оптимальный угол 2а раствора диффузора, при котором коэффициент т ] я достигает максимума. Этот оптимальный угол раствора лежит в пределах от 2а 3 до 2а 8 и уменьшается при увеличении числа Рейнольдса. [26]