Главная  Переработка нефти и газа 

Скачать эту книгу

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 [ 13 ] 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35

:, с..с„

Момент Мг или коэффициент будут равными нулю при углах атаки а = 0 и 90°.

При углах атаки аО или 90°, а также при косой обдувке, когда угол скольжения фО°, пластинка подвергается скручиванию, поскольку центр давления (сопротивления) переместился по направлению к ее передней кромке.

Сопротивление пластинки при угле а = 90° определяется суммарным давлением (разрежением), нормальным к ее поверхности, поскольку при больших числах Рейнольдса сопротивление трения значительно меньше. При углах атаки а90° нормальная (результирующая) сила больше лобового сопротивления пластинки (рис. 3.7). Это учитывают в расчете тонкостенных конструкций, как и то, что силы давления на поверхность тела в зоне разрежения (изнутри) часто значительно больше, чем силы давления у передней критической точки (извне).

Центр давления на наклоненную к потоку пластинку с увеличением угла атаки от нуля до а =10-7-15° перемещается от ее передней кромки до расстояния 0,46, где b - ширина пластинки. Далее эксцентриситет равнодействующей силы уменьшается и при углах атаки а>45° приближается к нулю.

Одними из ранних опытов по выяснению лобового сопротивления тел в потоке жидкости были опыты с гладким шаром. Начиная с числа Re = 5-10, при котором коэффициент лобового

сопротивления шара наименьший в этой зоне чисел Re, коэффициент сопротивления его с ростом Re остается постоянным и равным 0,5. Около Re=3-105 коэффициент сопротивления шара резко падает до 0,08, а затем медленно повышается (рис. 3.8). Область резкого падения коэффициента лобового сопротивления, называемая областью кризиса, перемещается в зависимости от

SO Ы

Рис. 3.7. Коэффициент подъе.м-иой силы Сх\ лобового сопротивления Су и полной силы Сп плоской пластинки бесконечной длины в зависимости от угла атаки (Фейдж)

степени турбулентности потока , она наступает тем раньше, чем больше турбулентность потока. При числах Рейнольдса меньше б-.Ю коэффициент лобового сопротивления шара растет с умень-

1,2 1,6 2 П 15 J 5,7 J.5 <- V? «,5 5 5,7 U Це

Рис. 3.8. Коэффициенты лобового сопротивления тел в зависимости от числа Рейнольдса

/ - круглый диск; 2 - цилиндр гладкий; 3 - квадратная пластинка; 4 - цилиндр шероховатый; 5 -цилиндр гладкий, l/d5; 5 ~ шар; 7- шар в турбулентном потоке; в-~ шар в ламинарном потоке; 9 -крыло самолета

шением Re. При числе Re<l он становится более 100. Эта область течения имеет теоретический интерес для строителя. Лобовое сопротивление шара в докризисной области может быть понижено, если на него надето кольцо (Прандтль), которое турбулизирует поток и тем переводит его обтекание как бы в закризисную область, в которой коэффициент лобового сопротивления шара значительно меньше, чем до кризиса.

. Большой интерес представляет изучение поведения круглого цилиндра в потоке жидкости, поскольку такая форма часто встречается в строительных конструкциях, машиностроении и других областях техники.

Сначала рассмотрим круглый цилиндр в потоке идеальной.

Степенью турбулентности принято считать отношение среднеквадратичного значения пульсационной компоненты продольной скорости к средней скорости, выраженное в процентах.

Рис. 3.9. Обтекание круглого цилиндра потоком идеальной жидкости

т. е. невязкой, жидкости, ось которого направлена нормально к скорости потока (рис. 3.9). Статическое давление вдали от цилиндра /?о, а скорость потока V. Линии тока жидкости обтекают цилиндр одинаково относительно вертикальной и горизонтальной осей симметрии. В точке А, называемой передней критической точкой, где происходит разветвление линий тока, скорость равна нулю, а давление больше, чем вдали от тела.

В точках Б и В, где линии тока сгущаются, скорость становится больше, чем в набегающем потоке, а давление меньше, чем в потоке вдали от тела. Если предположить, что на расстоянии, равном радиусу цилиндра (точки Б и В), сгущение линий тока уже незначительно, то скорости потока в точках Б и В будут равны 2V, чтобы пропустить через уменьшенное вдвое сечение БВ тот же объем жидкости.

Поскольку силы вязкости отсутствуют, можно применить уравнение Бернулли (3.2). Тогда давление в точке А

Рл = Ро + РУУ2,

так как Va = 0-

Давление в точках Б и В найдется из уравнения

P£ + pV/2 = Po-bpyV2. (3.1.2>

уравнение (3.12) принимает вид

-f 4PF/2 = Ро -}- рР/2,

откуда

Р£==Рв = Ро-Зр2. (3.13)

Из уравнения (3.13) видно, что отрицательное давление в точке Б или В приблизительно в 3 раза больше положительного (избыточного) давления в точке А. Далее, частицы жидкости» обладая достаточной кинетической энергией и при отсутствии сил трения, создадут в точке Д, где скорость равна нулю, давление, равное давлению в точке А (рис. 3.10).

Из картины обтекания симметричного тела идеальной жидкостью видно, что поток не оказывает силы сопротивления телу (парадокс Эйлера): вследствие симметрии обтекания равнодействующая сила равна нулю, хотя во всех точках по периметру