Слёзкин Н.А. Динамика вязкой несжимаемой жидкости (1123892), страница 41
Текст из файла (страница 41)
Для этого в выражении (4.14) для у, считая, что пер. вые два коэффициента имеют порядки величин Ве-1 Ва-л. сохраним слагаемые, имеющие порядок величины д в первой степени. Так как для малых вначений аргумента функция Макдональда нуле- вого порядка и ее первая производная представляются в виде (4.13) д сов Š— К (дг)ж — — = — —, дл где 7 — постоянная, равная 1,7811, то приближенное значение функ- ции у будет равно у — (7 — Вфп( — 7лг)+Дг сов 0 1п(у (Дг)~ — — ' (4.!б) Вычисляя по формулам (4.3) компоненты скоростей с точностью до ~1 величин порядка единицы и отбрасывая величины порядка Дг 1п! — 7йг), получим: о = — — — +(7сова — — Ве Х Ае Аг соз 0 1 т 2 Х !( — -1- соз 0 — соз 0 !п !т- тдг)~ + —, Г! /1 Ы В!созе (л (2 7) 2агз А,ми а Мпа (! ! Взэ!па оз — — — ' — У з!п 0 —  — 1п ( — Тдг) + — ' гя е 2 (2 7 2Ьз (4.!7) Полагаем в правых частях (4.17) г=а и приравниваем левые части нулю.
Приравнивая отдельно нулю коэффициенты при степенях сов О, Ф Такам образом, функция источника в начале координат на плоскости для уравнения (4.6) будет представлять собой функцию Макдональда нулевого порядка. т. е. Ке(дг). (4.13) 238 даижвнив пэи мАлых '!иолах Рвйнольдсл. катод оэввна (гл чг! впг Ь, получим слелующие уравнения: А, Вв — — — =-. 0, а 2/га А, — — „— и — -/) !п~~ — Тй )+ — „', =0.
2 е 'Х2 / 2аав Решая эти уравнения, будем иметь: 4ч /1э-- «(1 — 2!я(2 таа)1 1 — 21п(2 таа) 4// /)в = /1 1 — 21п ! — Гаа) (4. 19) //ав А 3 Па /1 1 — 2 гп( — тда) (,2 апи(/ 1 — 21п(- - Гй) (4.20) гле гс — число Рейнольдса, равное й =-2йа = —. 1/а (4.2 1) Формула (4.201 для сопротивления цилиндра была впервые установлена я рано ге Ламба '). Уточнен!ге формулы сопротивления круглого цилиндра, получаемой на основе использования уравнений Озеена, было дано в работах Факсепа э) и Томотика в).
В последней работе указывается, что удовлетворительное согласование ревультатов расчпта г) Е а лг Ь Н., Оп гпе ппйогпг гаоиоп о1 а вриеге Пггопйи а т!всопв Ппий Р1Н!. Мвйав (6), ХХ1, 1911. '-') р а хе и н., ехвк!е 1.омгпп пег Овеепвсьеп 1)п(егеп1!а19!е!сьппйеп е!пег гвпеп рнмыйкеи !Ог деп ран Пег Тгапв!анопвЬежейппй е!пев Еуйпнегв, Ыотв лога реп. атос, Яс1епг. Врва!а, Чог.
ехггв оггппеш ешгпш, 1927. в) тою е1! с а Й. апп ло ! т., лп ехрапв1оп /огшйгеп (ог йе агап ап а г!гспйг сунппег 1ггоч!пп !Ьгапп!г а ч1всопв Ппш а! ваап йеупо1пв пшпьгев, Тие С)ггагг.!. о/ МссЬ, апи Лрр!. Ывгпеп!., г. 19, 1951, Таким образом, при рассматриваемой степени приближения определяются только первые дэа коэффициента Аз и Ве, два же других определяются лишь в своей линейной комбинации. Подставляя найденное значение коэффициента Ае кз (4.12) в (4,11), получим следуюшую формулу для силы воздействия вязкой жидкости на неподвижный кргтлый цилиндр; злдлчл ог озтгклиии цилиплгл по уточненной формуле сопротивления круглого цилиндра с экспериментальными измерениями имеет место лишь до ~исаа Рейнольдса, равного 10.
Если подставить найденные значения ковффициентов (4.19) в (4.17), то получим следующие приближенные формулы для скоростей '!астиц жидкости вблизи поверхности самого цилиндра: — [ — ! —,— "",+2! Я, ) 1 — 2 1п( — !Ла) из!пз Г ат г) 'Оо — —— ! 1 — — + 21п — !. — ( —,«) (4.22) Жидкости и цилиндру сообщим теперь поступательное движение в направлении, обратном движению цилиндра, и сохраним в выражениях (4.9) и (4.14) лишь Глагаемые, содержащие Ао н Во, т. е. о =-Ао!и г, (4.23) Компоненты скоростей будут тогда представляться в виде о,. = —,' + —, Вогы "ш (!СО (/гг) -- соз Е Ко (Гег)), о ' оо = 2 Воем '"ч )«о(йг) 5!п Е.
1 (4.24) Для больших значений аргумента имеют место счедующие асимптотические формулы лля функций Макдональда: ~~ 2а ' К" (~') г' 2! 2Л! О 2лг Г1 l еа о, = А ~ — — ф/ -.— о '" ' "" "(1 "~. соз Е)~, ~ "Ьг ЕГ 2г ш =Аот -'-г-ечп-"'5~!5!и Е. (4.25) Впереди цилиндра, где угол Е мало отличается от т„движение частиц жидкости на далеких расстояниях будет радиальным, происхочящнм от источника в центре цилиндра с мощностью ГУ == 2п4 4.и о — ' + -""6 '")1 (4.
2!!) Следовательно, на далеких расстояниях от цнл«п!дра скорости частиц жиакостн будут определяться по следующим прнблнжвнным формулам; 240 движвнбв пви малых числах гвйнольдсл, мвтод овэвнл (гл. чп Прн этом величина радиальной скорости будет убывать обратно про- порционально расстоянию от центра цилиндра: Гяд о — — 2Ае У г У 2г' (4.28) Таким образом, порядок убывания скоростей частиц жидкости с увеличением расстояния позади цилиндра меньше, чем вперели. Тот же самый вывод можно сделать. и по отношению к порядку убывания интенсивности вихря, В самом деле, интенсивность вихря, определяемая по формуле 1 дх 2д>' нэ основании (4.23) будет представляться е виде и = Веем ™ ((е (Дг) Д Шп О.
На больших расстояниях от цилиндра будем иметь: щ — В е-ь.н-мне~ э(п О а/ г Б' (4.29) Следовательно, в области впереди цилиндра, где О к, интенсивность вихра убывает быстрее, чем по закону показательной функции и — Вез!и Ое вы У' — жО, Г а У 2г (4.30) тогда как позади цилиндра (О О) интенсивность вихря убывает лишь по закону квадратного корня из расстояния Гил — в зшОУ 2г ' (4,3!) Таким образом, при решении задачи об обтекании круглого цилиндра на основании уравнений Оэеена обнаруживается резкое раз. лнчне течений впереди и позади цилиндра..
Позади же цилиндра в области, где угол О близок к нулю, движение частиц на далеких расстояниях хотя и будет также радиальным, но с направлением скоростей в сторону движения цилиндра, и вели. чина радиальной скорости будет убывать обратно пропорционально квадратному корню иэ расстояния ог центра цилиндра: !. 51 241 ЗАДАЧА Оз ОЕТЕКАНИИ ШАРА $ б. Задача об обтекании шара Пользуясь обобщзннымн уравнениями Стокса (2.1), рассмотрим гбтекание безграничным потоком вязкой несжимаемой жидкости неюдвижного шара с радиусом а (рис.
65), Движение жидкости пред1олагаем осесимметричным. Вводя сферические координаты й и О, 1а основании рис. 65 будем иметь: х = Йсо50, «=)с51п О, дх , дг оп = охс05 0+юг 51п 0 — Рх ! ог дх1 дг Уь= — и 51П В+о со5 1= — о — )+о. л'дз) ' 1тдз ' (5. 1) годставляя выражения (2.23) в (5.1), получим компоненты вектора корости в сферяческ)чх координатах 1 ВИДЕ о =- — у со50+ — — '+ —, в . 2Л д!г д!Р' дг дт о,=-у яп 0+ — — — + —. 2Л !где !гдз ' (5.2) 'ак как единичный вектор г, нормали !вправлен по радиусу шара, а единичный ;ектор гя касательной направлен перпендиулярно'к этому радиусу, то, проектируя подинтегральное выраже1ие (2.22) на ось х, получим: — 11 — — й) ° 1 == — соз 0+ — 5!п 0 = — — + — — = — т.
дт дт 1 . дт дт . дт дх де дг д дх 1 дг з) =дх дг дх дР дг дЛ' дй' "аким образом, проекция на ось х главного вектора воздействия .явкой несжимаемой жилкостя на неподвижньш шар будет пред- тавляться в виде (5.3) Граничные условии на поверхности шара и на бесконсчности 1удут следующие: при й=-а и =-: — усо50+ — — х +- В = — О, дд дт л— 2Л д)г д~~ оь =-у яд 0+ — —.-)- — =О; 1 дх дт 2Л гг де ' У~ дб при Я =. сю и †. (l соз 0, л о„— — (гяп 0. (5.4) 242 двнжвния пти палых числах тяйнольдсл. метод озвянл !гл. хн Полагая Х= (7+у (5.5) Дифференцируя зто решение последовательно по х, получим новые частные решения (5.8) представляющие собой потенциалы скоростей диполей разных порядков, оси которых ориентированы вдоль оси симметрии потока.
умножая частные решения (5.7) и (5.8) на произвольные постоянные и складывая, получим следующее выражение аля функции еП (5.9) Будем иметь: + —, = — (3 созе 0 — 1), — = — — —, (5 соз'0 — 3 соз О). 15лз 3 (5.1 О) Поликомы Лежандра, как известно, опредеаяются равенством 1 Лч Р (-) — — — (тз — 1)" в " — 2вШДю~ (5.11) Полагая в (5,1!) последовательно л=О, п=1, п=2, и=3, мы можем удовлетворить условиям (5,4) на бесконечности, если потребуем, чтобы у и производные —. и — обращались на бесдхг дхг .г дз д!7 конечности в нуль: при )7 = со у,==- О, — Лд = О, гг = О. Ойг Лиг Обратимся теперь к вопросу о построении решений дифференциальных уравнений (2.4) н (2.10).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
