* Данный текст распознан в автоматическом режиме, поэтому может содержать ошибки
837 АЭРОДИНАМИКА личина выражение V 2 838 Ф-ла (3) обычно пишется в следующем виде: R = CgSv , (4) где S — миделевое сечение тела (наибольшая площадь сечения тела, перпендикулярного направлению двилсения) или какое-нибудь другое измерение площади, характеризую щее величину тела, и С — нек-рый коэфф., зависящий от формы тела. Если считать С независящим от скорости, то, как по казывает опыт с и как явствует из вырая«еп и я (3), не на всем диапазо не скоростей будет справед ливо выраже ние (4): на ма лых скоростях (до 1 м/ск) оп равдывается II. Аэродинамика экспериментальная. и . закон первой Фс огп р о7т. и вЗ аев и сяи м о с тсь о рк о э ф ф . л ни от к ости. А. э к с п е р и м е н т а л ь н а я бази степени скоро руется гл. обр. на основном законе сопро сти; при больших скоростях, близких к тивления, к-рый дает зависимость сопроти скорости звука, повидимому, имеет место вления тел, движущихся в жидкости, от закон кубов; при скоростях же выше зву плотности и вязкости среды, в которой дви ковой опять наблюдается закон квадра жется тело, размеров, скорости движения тов. Принимая всюду закон квадратов, сле и формы его. Общее выражение этого за дует ставить коэффициент С в зависимость кона можно дать в виде следующей ф-лы: от скорости. На фиг. 7 представлена зави симость этого коэфф-та от отношения ско R = Q1 V F(Q,1,V,V), (1) где В—сопротивление тела, Q — плотность рости движения тела к скорости звука. жидкости, I — линейный размер тела, v — Однако на том диапазоне скоростей, при скорость движения тела и F — функция к-ром приходится иметь дело с аэроплануказанных величин и вязкости ясидкости v. ными деталями (от 20 до 80 м/ск), закон ква Посмотрим, как выражается вязкость v. дратов скоростей довольно хорошо оправды Пусть ds— элемент площади в жидкости вается. Вообще говоря, законы сопротив и * п — нормаль к этой площади; в точке ления тел при скоростях выше 100 м/ск пока ншдкости, находящейся на расстоянии dn еще недостаточно хорошо изучены. Сверх по нормали от элемента ds, скорость бу- звуковые скорости имеют место в артилл. снарядах, и поэтому изучение сопротивле dv ния при таких скоростях относится к обла дет v + dn. Согласно гипотезе Навье- сти внешней баллистики (см. Баллистика). Стокса, тангенциальная сила на рассматри Коэфф. С в ф-ле сопротивления (4), как вид ваемый элемент выразится: но из выражения (3), является безразмер ным, поэтому этот коэфф. называется абсо pds = и ~— ds. (2) лютным коэфф-том. Иногда ф-лу сопротивле дп ния пишут: R = KSv , т. е. К= Ср.так что Коэфф. ц называется коэфф-том вязкости. К зависит от плотности среды. В Германии Чаще рассматривают другой коэффициент сопротивление относят не просто к ско v — — , где Q— плотность жидкости. Коэфф. v рости, а к скоростному напору, т. е. пишут: R = C&qS, где q = % Q - Т- °- зависимость называется кинематическим коэфф-том вяз между различными" коэфф. выразится так: кости. Его размерность найдется из ф-лы (2) и будет [кг°м ск~ ]. В общей ф-ле сопроти К С вления размерность gl v есть размерность силы, следовательно F (QX,V,V) должна Мы уже видели, что иметь размерность нуль, а это получается тела не испытывают в идеальной жидкости лобового сопротивле при одной только комбинации величин ния. На самом деле полного обтекания пото ком тел не бывает, а за телом образуется б. Q,1,VYLV, именно, полагая F ((*, /, v, v) = F | ~ и л и м . интенсивное завихрение, к-рое вместе Таким образом имеем: с трением и создает наблюдаемое сопротив Г/ Это вихреобразование зависит от (3) ление. возникновения срыва струи от по места Следовательно, два течения можно считать верхности тела и поэтому зависит от фор подобными только в том случае, если ве- мы тела; этим и объясняется зависимость 2 2 Если немного раздвинуть два круга так, чтобы один оставался в другом, и про извести такие же построения, получим профиля, предложенные Чаплыгиным,—ин версии эллипса. У инверсий эллипса, в отличие от инверсий параболы, не будет заостренного заднего кончика. — Мы рас сматривали крыло только в плоскопараллелыюм потоке, т. е. отрезок крыла, равный ширине потока; в трехразмерном потоке это будет& соответствовать крылу бесконеч но большого размаха; на практике л^е при ходится иметь дело с конечным размахом. Разница в обтекании крыльев бесконеч но большого и конечного размаха заклю чается гл. обр. в том, что в последнем на концах образуются сбегающие вихревые жгуты, на образование которых тратится некоторая энергия; кроме того, эти вихри изменяют поле около крыла. В теории ин дуктивного сопротивления (см.) рассматри ваются эти потери, а также и те поправки, которые необходимо сделать, прилагая к крылу конечного размаха выкладки тео рии крыла в плоскопараллелыюм потоке. остается одной и той ж е . Это есть закона аэродинамич. по д о б и я ; - ^ - называется числом Рейнольдса. 1 2 vi 2 г = 2 2 V