Рис. 147. Давление ветра на стены и крышу здания

яет на положение места отрыва воздушного потока перед домом (см. рис. 106).

Совершенно иначе ведут себя тела округленной формы. На поверхности таких тел нельзя заранее указать вполне определенные места, в которых обязательно, при всех условиях, происходил бы отрыв потока. Для таких тел положение места отрыва определяется явлениями, происходящими в обычно тонком пограничном слое (см. § 6 и 7), следовательно, оно очень сильно зависит от таких, казалось бы, второстепенных обстоятельств, как, например, легкая шероховатость поверхности тела, большая или меньшая завихренность притекающей жидкости и т. п.

Все эти обстоятельства, влияя на положение места отрыва потока, тем самым влияют на размеры и мощность вихревой системы, образующейся позади тела, следовательно, и на величину сопротивления тела. Больше всего величина сопротивления зависит от того, является ли течение в пограничном слое до самого места отрыва ламинарным или же оно, не доходя до места отрыва или в самом месте ламинарного отрыва, делается турбулентным. Как уже было упомянуто в § 6, в последнем случае место окончательного отрыва потока отодвигается далеко назад - к кормовой части тела, вследствие чего сопротивление значительно уменьшается.

Впервые это явление было установлено при исследовании сопротивления шаров. Выяснилось, что коэффициент сопротивления с, равный

в области чисел Рейнольдса между = 1000 и 300 000 от 0,45 до 0,48, при числе Рейнольдса R и 300 000 резко уменьшается, достигая при особо тщательных условиях опыта значений, меньших 0,10. При еще больших значениях числа Рейнольдса, порядка 2 • 10, коэффициент с опять увеличивается, но только примерно до 0,18 (для шероховатых поверхностей - значительно выше). При большой завихренности воздушного потока критическая область чисел Рейнольдса перемеща-

Eiffel G., Compt. Rend., т. 155 (1912), стр. 1957; Prandtl L., Gottinger Hachr., Math.-Phys. Kl. 1914, стр. 177 (в этой статье имеется подробная библиография); см. также Wieselsberger С., Zeitschr. f. Fhigtech. und Motorhiftschiffahrt, т. 5 (1914), стр. 140.

Это привело к тому, что в качестве эмпирической меры турбулентности в аэродинамической трубе было введено число Рейнольдса, при котором коэффициент сопротивления шара равен с = 0,30. Для хороших аэродинамических труб максимальное число Рейнольдса, соответствующее этому коэффициенту, равно приблизительно 3,9 10®, для труб более худшего качества - приблизительно 1,5 • 10®. Об уточнении критерия турбулентности было упомянуто в конце § 6.

Алланом - от R = 0,2 до 8-10 [Allen, Phil. Mag, (5), т. 50, стр. 323]; в Геттингенской лаборатории - от R = 8 10 до 8 • 10® (Egebnisse der AVA, вып. 2, стр. 28); Бэконом и Рейдом - от R = 2 • 10® до 3,6 • 10 [Bacon und Reid, NACA-Report, вып. 185 (1923)].

Ergednisse der AVA, вып. 2, стр. 23, и Re If, Technical Report of the Advisory Comm. f. Aeronautics, 1913/14, стр. 47, London, 1914.

ется к меньшим значениям. В том, что турбулизация пограничного слоя действительно уменьшает сопротивление, можно убедиться при помощи следующего опыта. Укрепим на поверхности большого шара, несколько впереди того места, где при ламинарном пограничном слое должен происходить отрыв потока, тонкое кольцо из проволоки толщиной, равной примерно /„„„ диаметра шара. Такое кольцо вызывает турбулизацию пограничного слоя, и измерение показывает, что теперь сопротивление шара меньше, чем при отсутствии кольца. При этом точка отрыва потока, которая при ламинарном пограничном слое лежит на расстоянии 80° от передней точки шара, перемещается назад, достигая расстояния от 110 до 120° от передней точки шара.

Сопротивление шаров иссследовано для очень широкой области чисел Рейнольдса, начиная от самых малых значений вплоть до R = = = 3-10. Для чисел Рейнольдса, меньших 0,4, довольно точно удовлетворяется закон Стокса, который в нашей записи выражается уравнением:

При других числах Рейнольдса коэффициент сопротивления с равен:

при = 0,1 1 10 10 10 10 10 Ю* с и 245 28 4,4 1,10 0,46 0,42 0,49 0,14

Совершенно аналогичная картина получается и для круглых цилиндров. Очень длинные цилиндры (/ 100 диаметрам) или цилиндры, с обоих концов ограниченные параллельными стенками, имеют следующие коэффициенты сопротивления:

при = 0,1 1 10 10 10=* 10" 10 10 с = 58 10 2,6 1,45 0,98 1,12 1,23 0,35

300 100

30 10

10°

Рис. 148. Зависимость коэффициентов сопротивления шара, цилиндра и диска от числа Рейнольдса

Переход от больших значений сопротивления к малым лежит в области

между = 1,8 • 10 и 5 • 10; здесь коэффициент с резко уменьшается от 1,2 до 0,3. Для очень малых чисел Рейнольдса вместо закона Стокса имеет место более сложный закон Ламба:

R(2,002-lnR)

Зависимость коэффициента сопротивления от числа Рейнольдса для круглых пластинок, шаров и цилиндров графически изображена на рис. 148.

Для цилиндров небольшой длины коэффициенты сопротивления значительно меньше, чем для очень длинных цилиндров. Причина этого такая же, как и при обтекании пластинок с небольшой длиной: жидкость, обтекая концы цилиндра, значительно суживает мертвую зону позади цилиндра, вследствие чего давление там увеличивается по сравнению со случаем очень длинного цилиндра, и поэтому подсасывающее

iLambH., Phil. Mag., (5), т. 21 (1911), стр. 120; см. также LambH., Hydrodynamics, § 343.