Модель движения идеальной жидкости

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Министерство науки и образования РФ

Федеральное государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования

Национальный исследовательский технологический университет «МиСис»

Новотроицкий филиал

Кафедра Металлургических Технологий

Реферат

по Гидрогазодинамике

Модель движения идеальной жидкости

Новотроицк

2013



Содержание

Введение

1. Гидрогазодинамика идеальной жидкости. Уравнения движения идеальной жидкости

2. Преобразование Громеки-Лэмба

3. Уравнение движения в форме Громеки-Лэмба

4. Ламинарное течение

5. Турбулентное течение

6. Интегрирование уравнения движения для установившегося течения

7. Уравнение Бернулли

8. Энергетический смысл уравнения Бернулли

9. Уравнение Бернулли в форме напоров

10. Функция тока

11. Потенциальное течение

12. Комплексный потенциал

13. Подъемная сила

Заключение

Список литературы



Введение

гидрогазодинамика ламинарный турбулентный

Гидродинамика (от гидро... и динамика), раздел гидромеханики, изучает движение жидкостей и воздействие их на обтекаемые ими твердые тела. Теоретические методы гидродинамики основаны на решении точных или приближенных уравнений, описывающих физические явления в движущихся жидкости или газе. В экспериментальной гидродинамике возникающие задачи исследуются на моделях, обтекаемых жидкостью или газом, при этом должны соблюдаться условия подобия теории. Результаты гидродинамики используют при проектировании кораблей, самолетов, ракет и др.

Гидродинамика представляет собой раздел механики сплошных сред, в котором изучается движение несжимаемых жидкостей и взаимодействие несжимаемых жидкостей с твердыми телами, -- использует единый подход к изучению жидкостей и газов.

В механике с большой степенью точности жидкости и газы рассматриваются как сплошные, непрерывно распределенные в занятой ими части пространства. Плотность же газов от давления зависит существенно. Из опыта известно, что сжимаемостью жидкости и газа во многих задачах можно пренебречь и пользоваться единым понятием несжимаемой жидкости -- жидкости, плотность которой всюду одинакова и не изменяется со временем.

Если в покоящуюся жидкость поместить тонкую пластинку, то части жидкости, находящиеся по разные стороны от нее, будут действовать на каждый ее элемент ?S с силами ?F, которые независимо от того, как пластинка ориентирована, будут равны по модулю и направлены перпендикулярно площадке ?S, так как наличие касательных сил привело бы частицы жидкости в движение.

Физическая величина, определяемая нормальной силой, действующей со стороны жидкости на единицу площади, называется давлением р жидкости:

P = ?F/?S.

Единица давления -- паскаль (Па): 1 Па равен давлению, создаваемому силой 1 Н, равномерно распределенной по нормальной к ней поверхности площадью 1 м2 (1 Па=1 Н/м2).

Давление при равновесии жидкостей (газов) подчиняется закону Паскаля: давление в любом месте покоящейся жидкости одинаково по всем направлениям, причем давление одинаково передается по всему объему, занятому покоящейся жидкостью.



1. Гидрогазодинамика идеальной жидкости. Уравнения движения идеальной жидкости

В механике жидкости понятию «гидродинамика» придается весьма широкий смысл. В настоящем пособии этот термин будет использоваться в его классическом значении, как раздел курса, который, в отличие от кинематики, рассматривающей движение жидкости без учета причин, обусловивших его, изучает как само движение, так и причины, приводящие к его возникновению. Движение жидкости вызывается действием сил, а если иметь в виду, что давление есть частное от деления силы на площадь, то можно считать, что причиной возникновения движения частиц с какими-то скоростями является разность (перепад) давлений. Таким образом, для расчета течений необходимо иметь уравнение, связывающее давление в точке со скоростью движения частицы.

Уравнения движения идеальной жидкости можно получить из уравнений движения в напряжениях, положив в них все производные от равными нулю и заменив нормальные напряжения давлениями, имея в виду, что . Таким образом, уравнения гидродинамики принимают вид

(1)



либо в векторной форме

(2)

Система (1) называется системой дифференциальных уравнений Эйлера для гидродинамики, она связывает давления и скорости в движущейся жидкости. Следует помнить, что выражения в правой части уравнений системы являются полными либо субстанциональными производными. Наличие конвективных членов ускорения приводит к тому, что система является нелинейной, содержащей четыре неизвестных: три проекции скорости и давление. Проекции единичных массовых сил обычно известны из постановки задачи.

Три уравнения (1) плюс уравнение неразрывности образуют замкнутую систему.

2. Преобразование Громеки-Лэмба

Рассмотрение теоремы Гельмгольца о движении жидкой частицы показывает, что жидкость как любое материальное тело может участвовать в поступательном и вращательном движениях.

Следует обратить внимание на то, что для совершения работы в современных технических устройствах может использоваться только энергия поступательного движения. Энергия же вращательного (вихревого) движения полностью теряется, рассеивается в окружающей среде, превращаясь в теплоту.

Система уравнений Эйлера (4) не учитывает факт существования этих двух движений, что в определенной степени обедняет ее. Поэтому целесообразно использовать преобразование, позволяющее учесть эту особенность движения жидких частиц, называемое преобразованием Громеки-Лэмба. Формально оно сводится к тому, что в выражение для ускорения вводятся члены, характеризующие вращение жидких частиц.

Рассмотрим лишь одну компоненту:

(3)

Прибавим и вычтем в конвективной части ускорения выражение

Скомпонуем члены с учетом знаков:

Выражения в скобках есть не что иное, как удвоенные компоненты вихря и , т.е. можем записать

Подставляя полученные значения в (3) имеем



(4)

и по аналогии

(5)

(6)

В векторной форме выражение для ускорения будет иметь вид:

(7.7)

Если движение установившееся, то

(7.8)

3. Уравнение движения в форме Громеки-Лэмба

Если в (2) в правую часть подставить ускорение в виде (7) либо (8), то это приводит к уравнению движения в форме Громеки-Лэмба. Для установившегося движения имеем



(9)

Выполним некоторые преобразования (9).

В разделе гидростатики было введено понятие о скалярной функции , называемой силовой. Было показано, что

(10)

Поскольку эта функция является полным дифференциалом, то можно записать

(11)

Сопоставляя (10) и (11), получаем

(12)

С другой стороны вектор , проекциями которого являются X, Y, и Z

(13)

Из (12) и (13) следует, что

(14)

С учетом (14) выражение (9) принимает вид

(15)

Следует иметь в виду, что эта форма записи справедлива лишь для несжимаемой жидкости, т.е. при условии . И, наконец, уравнению движения (15) можно придать более удобную для анализа форму, умножив скалярно его левую и правую части на произвольный направленный отрезок

(16)

Опуская эту операцию, которую обучающийся при желании может выполнить самостоятельно, приведем лишь конечный результат

(17)

4. Ламинарное течение

Гидродинамика ламинарных течений изучает поведение жидкости в нетурбулентном режиме. Во многих случая уравнения гидродинамики имеют достаточно простой вид и могут быть решены точно. Некоторые наиболее важные задачи этого раздела гидродинамики:

стационарное течение идеальной несжимаемой жидкости при различных граничных условиях

стационарное течение вязкой жидкости, уравнение Навье-Стокса

волны на поверхности идеальной несжимаемой жидкости и прочие нестационарные явления

ламинарное обтекание конечных тел

течения в различных несмешивающихся жидкостях, тангенциальные разрывы и их устойчивость

струи, капли и прочие течения конечных размеров

Ламинарное течение наблюдается при малых значениях числа Рейнольдса. Начиная с некоторого определенного значения Re, называемого критическим, течение приобретает турбулентный характер. Для воды в гладких круглых трубах Re_кр = 2000.

В случае ламинарного течения жидкости согласно третьему закону Ньютона более медленные слои за счет вязкого трения тормозят более быстрые и наоборот, быстрые ускоряют медленные. Причем молекулы стенок трубы не имеют тангенциальной составляющей скорости, и пограничный слой жидкости жестко "прилипает" к ее стенкам. Таким образом, скорость движения отдельных равноудаленных от оси трубы цилиндрических слоев жидкости возрастает от нулевого до максимального значения по мере удаления от стенок трубы (см. рисунок). При стационарном течении распределение скоростей по сечению трубы имеет параболический характер.

Рассчитаем поток или количество жидкости, протекающей через поперечное сечение трубы S в единицу времени. В случае однородного поля скоростей величина потока Q зависит от скорости течения жидкости u по формуле Q = v·S.

Рассчитаем поток жидкости dQ, вытекающей из цилиндрического слоя толщиной dr, расположенного на расстоянии r от оси трубы, а затем проведем интегрирование по всем слоям от 0 до R.

dQ = v(r)·dS = v(r)·2р·r·dr,



где dS - площадь поперечного сечения цилиндрического слоя.

Для ответа на поставленный вопрос необходимо найти зависимость v(r). Выделим цилиндр радиусом r и длиной L, расположенный симметрично осевой линии трубы. При стационарном течении скорость течения со временем не изменяется, следовательно, сумма всех сил, действующих на все объемы жидкости, равна нулю. На выделенный цилиндр действуют следующие силы: сила давления, равная произведению разности внешних давлений на площадь поперечного сечения выделенного объема, и сила вязкого трения, действующая на боковую поверхность цилиндра радиусом r, рассчитываемая по формуле Ньютона. Таким образом,

(p₁ - p₂)р·r² = м·|dv/dr|·2р·r·L.

Преобразуя предыдущее уравнение, получим, что

- dv = (p₁ - p₂)·r·dr/(2м·L)

Проинтегрировав это выражение с учетом граничных условий v = 0 при r = R, получим формулу для расчета скорости слоев жидкости, расположенных на расстоянии r от оси трубы:

v(r) = (p₁ - p₂)·(R² - r²)/(4м·L)

Максимальная скорость, достигаемая в центре трубы v₀, равна:

v₀ = (p₁ - p₂)·R²/(4м·L)

Проведя интегрирование по радиусу, найдем выражение для потока жидкости, вытекающей из трубы:



Q = (p₁ - p₂)·р·R⁴/(2м·L)

Это соотношение называется формулой Пуазейля.

Из него следует, что поток в случае стационарного течения жидкости обусловлен перепадом давлений, зависит от геометрии трубы и свойств жидкости. Следует обратить внимание на существенную зависимость пропускной способности трубы от ее радиуса R. При заданном давлении на входе водопроводной сети увеличение диаметра труб вдвое влечет увеличение их пропускной способности в 16 раз!

Формулой Пуазейля пользуются при расчетах показателей транспортировки жидкостей и газов в трубопроводах различного назначения. Ламинарный режим работы нефте- и газопроводов является наиболее выгодным в энергетическом отношении. Так, в частности, коэффициент трения при ламинарном режиме практически не зависит от шероховатости внутренней поверхности трубы (гладкие трубы).

Пользуясь формулой Пуазейля можно определить вязкость жидкости. Так, например, в опыте, изображенном на рисунке ниже, легко измерить разность давлений и расход жидкости и при известном радиусе горизонтальной трубки посчитать вязкость жидкости Однако более удобно вязкость жидкости определять по методу Стокса, измеряя время падения шарика в этой жидкости.

Параболический профиль скорости слоев, как нетрудно подсчитать, будет и при течении жидкости между двумя пластинами . Если этот рисунок разрезать посередине на высоте и наклонить нижнюю пластину под углом б, то мы получим картину слоистого течения воды в реке под действием силы тяжести. Вместо перепада давления dp/dx мы можем использовать компоненту силы тяжести F_x = сg sin б при расчете профиля скоростей течения.



5. Турбулентное течение

При достаточно малых скоростях потока жидкости или газа течение всегда является ламинарным, однако при увеличении скорости всегда происходит переход в турбулентное течение, которое является уже существенно нестационарным и пространственно-неоднородным, поскольку скорость частиц жидкости, давление и другие характеристики среды изменяются во времени и пространстве нерегулярно, случайным образом даже при постоянных внешних условиях.

Основным параметром, с помощью которого описываются ламинарное течение, турбулентное течение и переход от ламинарного течения к турбулентному течению, является число Рейнольдса Re.

Параметр Re - безразмерный, он определяет отношение сил инерции к вязким силам в уравнении Навье-Стокса. Существует критическое число Рейнольдса Reкр, такое, что при Re < Reкр поток будет ламинарным, а при Re > Re_кр - турбулентным.

Переход ламинарного течения в турбулентное легко фиксируется при наблюдении окрашенных струй. При ламинарном течении струя имеет вид ровной линии. При переходе к турбулентному течение струю завихряется, краска размывается, постепенно расплываясь по всему сечению трубки.

Изменение числа Re при течении в одной и той же трубке можно осуществлять как изменением скорости потока (перепада давления на концах трубки), так и изменением вязкости жидкости, например, нагревая ее или заменяя на другую.

Если увеличивать скорость потока так, что число Рейнольдса станет несколько больше единицы, то увидим, что поток изменился. За сферой возникают вихри. Обычно считают, что циркуляция нарастает постепенно. Когда Re принимает значения от 10 до 30, поток меняет свой характер.

Когда число Рейнольдса проходит значение в районе 40, характер движения претерпевает неожиданное и резкое изменение. Один из вихрей за цилиндром становится настолько длинным, что отрывается и плывет вниз по течению вместе с жидкостью. При этом жидкость за цилиндром снова закручивается и возникает новый вихрь. Вихри отслаиваются то с одной, то с другой стороны и в какой-то момент вытягиваются вихревым следом за цилиндром. Такой поток вихрей называется цепочкой Кармана. Она всегда появляется для чисел Рейнольдса Re > 40.

Рис. 1

а) ламинарный режим, Re < 1; b) первая стадия неустойчивости, 1 < Re <40; c) вторая стадия неустойчивости (вихревая дорожка), Re > 40; d) развитая турбулентность, Re > 10³

1. При малых значениях Re (Re < 1) имеет место ламинарное обтекание цилиндра (рис. а).

2. При 1 < Re < 40 вблизи первого критического значения значения Re = 1 исходный поток становится неустойчивым, однако новый тип течения окончательно определяется при Re > 10: за цилиндром образуются два вихря, но течение остается стационарным и ламинарным (рис. b).

3. При Re > 40 стационарное движение теряет устойчивость. Вихри удлиняются, отрываются и уплывают с потоком жидкости. В результате за цилиндром образуется т.н. вихревая дорожка. Движение становится нестационарным, но периодическим (рис. c).

4. При Re > 1000 вихри уже не успевают формироваться и заменяются быстротурбулизирующимися областями. При Re ~ 10⁴ движение становится нерегулярным; при Re ~ 10⁵ турбулентная область продвигается вплоть до поверхности цилиндра (рис. d).

6. Интегрирование уравнения движения для установившегося течения

Интегрирование уравнения движения (17) возможно лишь в случае, когда его правая часть равна нулю. Из теории определителей известно, что признаками равенства нулю являются: равенство нулю какой-либо строки или пропорциональность элементов одной строки элементам другой.

Исходя из физического смысла имеем четыре возможных случая:

(18)

(19)

(20)

(21)

Для любого из них можем записать



И после интегрирования

(22)

Если из массовых сил действует только сила тяжести, то, как показано в разделе гидростатики,

и (22) принимает вид

(23)

Еще раз обратим внимание на то, что вид уравнения (23) одинаков вне зависимости от того, какой из четырех случаев равенства нулю определителя рассматривается. Однако смысл интеграла и область его применения различны. Именно поэтому следует разобраться в этом вопросе подробней.

Первый случай, как известно, является признаком потенциальности движения. Интеграл (23) в этом случае называют интегралом Коши-Лагранжа. Он справедлив для любых точек жидкости, движущейся без вращения частиц, т.е. потенциально.

Второй случай является признаком коллинеарности вектора вихря и вектора скорости. Это весьма редкий случай так называемого винтового движения.

Третий случай характеризует движение жидкой частицы вдоль вихревой линии, а четвертый - движение вдоль линии тока. Интеграл (23) при этом носит название интеграла Бернулли. Он справедлив как для потенциального, так и для вихревого движений. Именно этот случай и будет интересовать нас в дальнейшем.

7. Уравнение Бернулли

В ряде пособий и учебников рассматривается упрощенный вывод уравнения Бернулли. Поэтому с целью расширения и углубления представления об этом основополагающем уравнении механики жидкости представляется целесообразным рассмотреть и этот подход. В основу его положено принимаемое без каких-либо доказательств положение о том, что рассматривается жидкая частица, движущаяся вдоль линии тока. После чего производится преобразование системы дифференциальных уравнений Эйлера (1) путем умножения каждой из его проекций соответственно на dx, dy и dz и почленного их сложения аналогично тому, как это делалось в гидростатике. Это преобразование уже рассматривалось в случае, когда из массовых сил действуют лишь силы тяжести (см. раздел «Гидростатика»). Оно приводит к соотношению: . Поэтому рассмотрим лишь правую часть. Имеем

Считая, что

; ; ,

можем записать:



Таким образом

либо

(24)

Это выражение называют уравнением Бернулли в дифференциальной форме. При условии (для несжимаемой жидкости) интегрирование его дает

(25)

т.е. соотношение (23).

Очевидно, для обеспечения математической строгости следовало бы доказать, что вдоль линии тока проекции вектора скорости могут быть представлены не как частные, а как полные производные от соответствующих координат частицы. Но при этом вывод уравнения Бернулли утратил бы свою простоту.



8. Энергетический смысл уравнения Бернулли

Прежде чем приступить к анализу физического содержания полученного соотношения, следует вспомнить одно важное обстоятельство. При введении понятия о струйке было показано (см. раздел «Кинематика»), что одним из ее свойств является равномерное распределение скоростей в пределах любого ее поперечного сечения. Это означает, что соотношение (25) остается справедливым для любой линии тока, проходящей внутри струйки. Поэтому уравнение (25) можно назвать уравнением Бернулли для струйки идеальной жидкости. Для двух произвольных поперечных сечений струйки можно записать

(26)

Выясним физический смысл величин, входящих в уравнение Бернулли. Любое правильное физическое соотношение размерностно однородно, т.е. все его члены имеют одинаковую размерность, поэтому достаточно рассмотреть один из его членов. Наиболее удобно обратиться к третьему - . Эта величина выражается в м2/с2. Умножим и разделим числитель и знаменатель на кг, что дает:

Из чего следует, что каждый член уравнения выражает энергию, отнесенную к единице массы, т.е. удельную энергию. Это позволяет придать уравнению Бернулли энергетический смысл. Первые два члена выражают удельную потенциальную энергию (положения - gz и давления - ), а третий - удельную кинетическую энергию. Следовательно, полная удельная энергия в любом сечении струйки остается неизменной. Другими словами, уравнение Бернулли выражает закон сохранения энергии в ее простейшей форме - форме сохранения механической энергии.

9. Уравнение Бернулли в форме напоров

В практических приложениях широко используется другая форма уравнения Бернулли - форма напоров. Разделив обе части уравнения (26) на ускорение свободного падения g, получаем

(27)

Рис. 2

Каждый член (27) имеет линейную размерность и выражает напор, под которым в общем случае понимают высоту столба жидкости, уравновешивающую давление в данной точке. Таким образом, z - геометрический напор, характеризующий положение жидкой частицы над какой-то произвольной плоскостью, называемой плоскостью отсчета; - пьезометрический напор - высота столба жидкости, уравновешивающая давление в данной точке; - скоростной напор, представляющий собой высоту столба жидкости в так называемой трубке полного напора (трубке Пито). Принцип действия этого устройства легко уясняется из рис. 2.

Сумма двух первых членов носит название гидростатического напора, а трех - полного либо гидродинамического напора. Таким образом, уравнению Бернулли придается геометрическое толкование, которое сводится к следующему. Сумма трех высот: геометрической (z), пьезометрической () и скоростной () есть величина постоянная вдоль струйки. Либо, что то же самое, полный либо гидродинамический напор при движении вдоль струйки остается неизменным. Сказанное иллюстрируется рис. 2, который иногда называют диаграммой уравнения Бернулли.

На рис. 3 N-N - напорная линия; O-O - плоскость (линия) отсчета; P-P - пьезометрическая линия, лежащая ниже напорной на величину скоростного напора в данном сечении.

Рис. 3



10. Функция тока

Обычно функция тока определяется из соотношения:

,

где -- ротор.

Для прямоугольной декартовой системы координат это даёт:

.

Так как для несжимаемой жидкости поле скорости соленоидально, то у него существует векторный потенциал:

,

который можно считать векторной функцией тока.

Как любой потенциал, функция тока определена с точностью до аддитивной постоянной. Когда в задаче есть твёрдые стенки (на которых скорость равна нулю), обычно принимают значение функции тока на них равной нулю. Если же стенок нет (заполнено всё пространство), то можно задать значение на бесконечности, если поле скорости там постоянно.

Свойства:

Изолинии функции тока совпадают с линиями тока жидкости. Для стационарного (не зависящего от времени) течения они также являются траекториями частиц.

При некоторых условиях максимум функции тока равен расходу жидкости.



11. Потенциальное течение

Потенциамльное течемние -- безвихревое движение жидкости или газа, при котором деформация и перемещение малого объёма жидкости происходит без вращения (вихря). При потенциальном течении скорость жидкости может быть представлена следующим образом:

где -- некоторая скалярная функция, называемая потенциалом скорости течения. Движение реальных жидкостей будет потенциальным в тех областях, где действие сил вязкости ничтожно мало по сравнению с действием сил давления и в которых нет завихрений, образовавшихся за счёт срыва со стенок пограничного слоя или за счёт неравномерного нагревания. Необходимым и достаточным условием потенциальности течения являются равенства:

В двумерном случае потенциальное течение полностью описывается комплексным потенциалом.

Свойства:

Изолинии функции тока совпадают с линиями тока жидкости. Для стационарного (не зависящего от времени) течения они также являются траекториями частиц.

При некоторых условиях максимум функции тока равен расходу жидкости.



12. Комплексный потенциал

Комплексный потенциал - функция двух переменных и , использующаяся в гидродинамике для описания плоского стационарного безвихревого движения несжимаемой жидкости вида . Действительная часть называется потенциальной функцией, мнимая часть называется функцией тока. Линии называются эквипотенциальными линиями, или линиями уровня. Линии называются линиями тока. Каждая частица жидкости движется по линии тока. Величина скорости течения жидкости равна модулю производной комплексного потенциала . Направление скорости течения жидкости образует с положительным направлением оси угол . Пользуясь условиями Коши-Римана, можно из уравнения эквипотенциальных линий восстановить вид комплексного потенциала.

13. Подъемная сила

Рассмотрим движение твердого тела относительно жидкости, находящейся в состоянии покоя в некоторой ИСО. Исходя из принципа относительности эта задача эквивалентна обтеканию неподвижного тела стационарным потоком жидкости.

Силу, действующую на неподвижное тело в направлении потока, называют лобовым сопротивлением, а силу, действующую на него в перпендикулярном направлении, - подъемной силой.

Cтационарное обтекание твердого тела потоком идеальной жидкости не вызывает появления подъемной силы и лобового сопротивления. Покажем это на примере симметричного, покоящегося относительно наблюдателя, тела. В данном случае линии тока относительно вертикальной оси, проходящей через центр масс тела перпендикулярно направлению потока жидкости, симметричны. Следовательно, для симметричных элементарных пространственных областей значения величины скоростей в трубке тока равны по величине. Тогда, исходя из уравнения Бернулли, давления в этих областях попарно равны и лобовое сопротивление отсутствует.

В виду симметрии задачи (но уже по отношению к оси, параллельной потоку) равна нулю и подъемная сила.

Иначе дело обстоит для вязкой жидкости или газа. Пусть тело, вращающееся относительно своего центра масс, погружено в газовый поток (см. рисунок). Прилегающие к телу слои молекул участвуют в двух движениях: вращательном, обусловленном наличием вязкого трения между телом и газом, и поступательном, связанным с движением газа вдоль оси трубы.

Подъемная сила создается не столько повышением давления под крылом, сколько падением давления над крылом. Эта сила пропорциональна динамическому давлению, площади крыла S и вычисляется по формуле

F_п = С_ySсv²/2

где С_y - коэффициент подъемной силы, зависящий от угла атаки б Если бы воздух обтекал крыло безотрывно, то коэффициент С_y возрастал бы пропорционально б. Однако опыты показывают, что при углах атаки б = 12° - 18° (в зависимости от формы крыла) подъемная сила достигает максимума, а затем начинает падать.

Угол атаки, при котором коэффициент С_y максимален, называется посадочным или критическим, а соответствующий коэффициент также называется посадочным. У обычных крыльев C_yпос = 1,2 - 1,6. Срыв потока и образование завихрения приводит к повышению давления над крылом и уменьшению подъемной силы.

Коэффициент определяет посадочную скорость самолета v_пос, определяемую из равенства подъемной силы весу самолета. Для снижения скорости посадки необходимо предотвратить срыв потока при увеличении угла атаки. В современной авиации этого добиваются применением на крыльях посадочных приспособлений - подкрылков (1) и закрылков (2), выдвигаемых механически из крыла (3) при посадке самолета.



Заключение

Гидрогазодинамика (гидравлика) представляет собой теоретическую дисциплину, изучающую вопросы, связанные с механическим движением жидкости в различных природных и техногенных условиях. Поскольку жидкость (и газ) рассматривается как непрерывные и неделимые физические тела, то гидравлику часто рассматривают как один из разделов механики так называемых сплошных сред, к каковым принято относить и особое физическое тело - жидкость. По этой причине гидравлику часто называют механикой жидкости или гидромеханикой.

Предметом её исследований являются основные законы равновесия и движения жидкостей и газов. Как в классической механике, в гидравлике можно выделить общепринятые составные части: гидростатику, изучающую законы равновесия жидкости; кинематику, описывающую основные элементы движущейся жидкости и гидродинамику, изучающую основные законы движения жидкости и раскрывающую причины её движения.

Гидравлику можно назвать базовой теоретической дисциплиной для обширного круга прикладных наук, с помощью которых исследуются процессы, сопровождающие работу гидравлических машин, гидроприводов. С помощью основных уравнений гидравлики и разработанных ею методов исследования решаются важные практические задачи, связанные с транспортом жидкостей и газов по трубопроводам, а также с транспортом твёрдых тел по трубам и другим руслам. Гидравлика также решает важнейшие практические задачи, связанные с равновесием твёрдых тел в жидкостях и газах, т.е. изучает вопросы плавания тел.

Широкое использование в практической деятельности человека различных гидравлических машин и механизмов ставят гидравлику в число важнейших дисциплин, обеспечивающих научно-технический прогресс.

Большой практический интерес к изучению механики жидкости вызван рядом объективных факторов. Во-первых, наличие в природе значительных запасов жидкостей, которые легко доступны человеку. Во-вторых, жидкие тела обладают рядом полезных свойств, делающих их удобными рабочими агентами в практической деятельности человека. Немаловажным следует считать и тот фактор, что большинство жизненно важных химических реакций обмена протекают в жидкой фазе (чаще всего в водных растворах). По этим причинам особый интерес человек проявил к жидкостям на самой ранней стадии своего развития. Вода и воздух (иначе жидкость и газ) были отнесены к числу основных стихий природы уже первобытным человеком.



Список литературы

1. Калицун, В.И. Гидравлика, водоснабжение и канализация: Учеб. пособие / Калицун В.И.- 4-е изд., перераб. и доп. - М.: Стройиздат, 2002. - 397с.: ил... - (Рек. М-вом образов. РФ).

2. Башта, Т.Н., Руднев, С.С. Гидравлика, гидравлические машины и гидравлические приводы.- М.: «Машиностроение», 1982.-256 с.

3. Зайченко, И.З. Лопастные насосы и гидромоторы. - М.: «Машиностроение», 1964.

4. Зайченко И.З. «Пластинчатые насосы и гидромоторы». М.: «Машиностроение», 1970.

5. Рыбкин К.А. «Шестеренные насосы для металлорежущих станков». М.: «Машгиз», 1969.

6. Никитин О.Ф «Объемные гидравлические и пневматические приводы». М.: «Машиностроение», 1981.

7. Сырицин Т.А. «Надежность гидро- и пневмоприводов». М.: «Машиностроение», 1981.

8. Штеренлихт Д.В. «Гидравлика» М.: «Энергоатомиздат», 1991.

9. Емцев Е.Е. «Техническая гидромеханика», М.: Изд. «Наука», 1990.

10. Кременецкий Н.Н., Штеренлихт Д.В. «Гидравлика» М.: «Энергия».

Размещено на Allbest.ru

...