Часто в законе сопротивления (4.9) вместо величины r
2
выделяют в
явном виде кинетическую энергию потока (или движущего тела) ρv
2
/2 , а
также площадь поперечного сечения S, именуемого миделевым,
расположенным перпендикулярно направлению потока, и представляют закон
сопротивления в следующем виде:
,
(4.10)
в котором K зависит от числа Re и от формы тела.
4.3. Силы сопротивления при чисто инерционном
обтекании
В случае идеальной, т.е. лишенной трения жидкости, силы сопротивления
оказываются равными нулю для тела любой формы. Именно поэтому вместо
уравнения движения Эйлера в практических целях используют
дифференциальное уравнение Навье–Стокса, учитывающее вязкость реальных
металлических и оксидных расплавов [3]. Основное отличие реальной
жидкости от идеальной в том, что ее частицы прилипают к поверхности
твердого тела и не скользят по ней. Рассмотрим эпюру распределения
изменения давления (динамического напора) по углу φ (рис.4.2). Динамический
напор ∆p = p–p
0
снижается от своего максимального значения в критической
точке А набегания потока (φ = 180
0
) до минимального на миделевом сечении
CD (φ = 90
0
), а затем с уменьшением угла φ до нуля в критической точке B
возрастает до своего первоначального максимального значения на корме тела.
Реальная эпюра распределения давлений (рис.4.3) отличается от
рассмотренной: если в носовой части тела изменение давления с углом φ
практически не отличается, пока жидкость движется вдоль сил давления, то
напротив, в кормовой части, начиная от миделевого сечения, градиент