Сжимаемый поток - Compressible flow

Сжимаемый поток (или же газовая динамика) является ветвью механика жидкости который имеет дело с потоками, имеющими значительные изменения в жидкости плотность. Пока все потоки сжимаемый, потоки обычно рассматриваются как несжимаемый когда число Маха (отношение скорости потока к скорости звука) меньше 0,3 (поскольку изменение плотности из-за скорости в этом случае составляет около 5%).^[1] Изучение сжимаемого потока актуально для высокоскоростных самолетов, реактивных двигателей, ракетных двигателей, высокоскоростного входа в атмосферу планеты, газопроводов, коммерческих применений, таких как абразивоструйная очистка, и многих других областях.

История

Изучение газовой динамики часто связано с полетом современных высокоскоростных самолетов и входом в атмосферу космических аппаратов; однако его истоки лежат в более простых машинах. В начале 19 века исследование поведения выпущенных пуль привело к повышению точности и возможностей орудий и артиллерии.^[2] В течение столетия такие изобретатели, как Густав де Лаваль продвинули область, в то время как исследователи, такие как Эрнст Мах стремился понять вовлеченные физические явления посредством экспериментов.

В начале 20-го века центр исследований газовой динамики сместился на то, что в конечном итоге стало аэрокосмической промышленностью. Людвиг Прандтль и его ученики предложили важные концепции, начиная от пограничный слой сверхзвуковой ударные волны, сверхзвуковые аэродинамические трубы, и сверхзвуковой дизайн сопла.^[2] Теодор фон Карман, ученик Прандтля, продолжал улучшать понимание сверхзвукового потока. Другие примечательные цифры (Мейер, Луиджи Крокко и Шапиро ) также внес значительный вклад в принципы, которые считаются основополагающими для изучения современной газовой динамики. Многие другие также внесли свой вклад в эту область.

Улучшившееся концептуальное понимание газовой динамики в начале 20-го века сопровождалось общественным заблуждением о существовании барьера на пути к достижимой скорости самолета, обычно называемой "звуковой барьер «По правде говоря, препятствие для сверхзвукового полета было чисто технологическим, хотя его было трудно преодолеть. Среди других факторов, у обычных крыльев наблюдалось резкое увеличение коэффициента сопротивления, когда поток приближался к скорости звука. Преодоление большего сопротивление оказалось затруднительным с современными конструкциями, поэтому возникло ощущение звукового барьера. Тем не менее, конструкция самолета продвинулась достаточно, чтобы обеспечить Колокол X-1. Управляется Чак Йегер X-1 официально достиг сверхзвуковой скорости в октябре 1947 года.^[3]

Исторически сложилось так, что для дальнейшего изучения газовой динамики использовались два параллельных пути исследования. Экспериментальная газовая динамика проводит модельные эксперименты и эксперименты в аэродинамической трубе в ударные трубы и баллистические дальности с использованием оптических методов для документирования результатов. Теоретическая газовая динамика рассматривает уравнения движения, примененные к газу переменной плотности, и их решения. Большая часть базовой газовой динамики носит аналитический характер, но в современную эпоху Вычислительная гидродинамика применяет вычислительные мощности для решения сложных нелинейных уравнений в частных производных сжимаемого потока для конкретных геометрических форм и характеристик потока.

Вводные концепции

Разбивка диаграммы механики жидкости

Есть несколько важных допущений, лежащих в основе теории сжимаемого потока. Все жидкости состоят из молекул, но отслеживать огромное количество отдельных молекул в потоке (например, при атмосферном давлении) нет необходимости. Вместо этого предположение о континууме позволяет нам рассматривать текущий газ как сплошное вещество, за исключением низких плотностей. Это предположение дает огромное упрощение, которое подходит для большинства газодинамических задач. Только в области динамики разреженного газа с низкой плотностью движение отдельных молекул становится важным.

Связанное предположение - это условие противоскольжения где скорость потока на твердой поверхности предполагается равной скорости самой поверхности, что является прямым следствием предположения о непрерывном потоке. Условие прилипания означает, что течение вязкое, и в результате пограничный слой образуется на телах, движущихся по воздуху с высокой скоростью, так же как и в потоке с низкой скоростью.

Большинство проблем в несжимаемый поток включают только два неизвестных: давление и скорость, которые обычно находятся путем решения двух уравнений, описывающих сохранение массы и линейного количества движения, с предполагаемой постоянной плотностью жидкости. Однако в сжимаемом потоке плотность и температура газа также становятся переменными. Это требует еще двух уравнений для решения задач сжимаемого потока: уравнение состояния для газа и сохранение энергии уравнение. Для большинства газодинамических задач простой закон идеального газа - соответствующее уравнение состояния.

Задачи гидродинамики имеют два общих типа систем отсчета, называемых лагранжевыми и эйлеровыми (см. Жозеф-Луи Лагранж и Леонард Эйлер ). Лагранжиан подход следует за жидкой массой фиксированной идентичности, движущейся через поле потока. А система отсчета Эйлера, напротив, не движется вместе с жидкостью. Скорее это неподвижная рама или контрольный объем, через который протекает жидкость. Система отсчета Эйлера наиболее полезна в большинстве задач сжимаемого потока, но требует, чтобы уравнения движения были записаны в совместимом формате.

Наконец, хотя известно, что пространство имеет 3 измерения, математическое описание газовой динамики может иметь важное упрощение, если только одно пространственное измерение имеет первостепенное значение, следовательно, предполагается одномерный поток. Это хорошо работает в каналах, соплах и диффузорах, где свойства потока изменяются в основном в направлении потока, а не перпендикулярно потоку. Однако важный класс сжимаемых потоков, включая внешнее обтекание тел, движущихся с высокой скоростью, требует, по крайней мере, двумерной обработки. Когда важны все 3 пространственных измерения и, возможно, временное измерение, мы часто прибегаем к компьютеризированным решениям определяющих уравнений.

Число Маха, волновое движение и скорость звука

В число Маха (M) определяется как отношение скорости объекта (или потока) к скорости звука. Например, в воздухе при комнатной температуре скорость звука составляет около 340 м / с (1100 футов / с). M может изменяться от 0 до ∞, но этот широкий диапазон естественным образом попадает в несколько режимов течения. Эти режимы дозвуковые, трансзвуковой, сверхзвуковой, гиперзвуковой, и гиперскорость поток. На рисунке ниже показан "спектр" числа Маха этих режимов течения.

Спектр режимов течения по числу Маха

Эти режимы течения не выбираются произвольно, а скорее возникают естественным образом из сильной математической основы, лежащей в основе сжимаемого течения (см. Цитируемые справочные учебники). При очень медленных скоростях потока скорость звука настолько выше, что математически игнорируется, а число Маха не имеет значения. Однако, как только скорость потока приближается к скорости звука, число Маха становится решающим, и начинают появляться ударные волны. Таким образом, трансзвуковой режим описывается иной (и гораздо более сложной) математической трактовкой. В сверхзвуковом режиме в потоке преобладает волновое движение под наклонными углами, близкими к углу Маха. Выше 5 Маха эти углы волн становятся настолько малыми, что требуется другой математический подход, определяющий гиперзвуковая скорость режим. Наконец, при скоростях, сопоставимых со скоростью входа планет в атмосферу с орбиты, в диапазоне нескольких км / с, скорость звука теперь сравнительно настолько мала, что ее снова математически игнорируют. гиперскорость режим.

Когда объект ускоряется от дозвуковой к сверхзвуковой скорости в газе, возникают различные типы волновых явлений. Чтобы проиллюстрировать эти изменения, на следующем рисунке показана стационарная точка (M = 0), которая излучает симметричные звуковые волны. Скорость звука одинакова во всех направлениях в однородной жидкости, поэтому эти волны представляют собой просто концентрические сферы. Когда точка, генерирующая звук, начинает ускоряться, звуковые волны «сгущаются» в направлении движения и «растягиваются» в противоположном направлении. Когда точка достигает звуковой скорости (M = 1), она движется с той же скоростью, что и создаваемые ею звуковые волны. Следовательно, бесконечное количество этих звуковых волн «накапливается» перед точкой, образуя Ударная волна. Достигнув сверхзвукового потока, частица движется так быстро, что непрерывно оставляет позади звуковые волны. Когда это происходит, геометрическое место этих волн, идущих позади точки, создает угол, известный как Волна Маха угол или угол Маха, μ:

${\displaystyle \mu =\arcsin \left({\frac {a}{V}}\right)=\arcsin \left({\frac {1}{M}}\right)}$

куда ${\displaystyle a}$ представляет скорость звука в газе и ${\displaystyle V}$ представляет скорость объекта. Хотя назван в честь австрийского физика Эрнст Мах, эти наклонные волны были впервые обнаружены Кристиан Доплер.^[4]

Волновое движение и скорость звука

Одномерный поток

Одномерный (1-D) поток относится к потоку газа через воздуховод или канал, в котором предполагается, что параметры потока значительно изменяются только по одному пространственному измерению, а именно по длине воздуховода. При анализе одномерного течения в канале делается ряд предположений:

• Отношение длины воздуховода к ширине (L / D) ≤ примерно 5 (чтобы пренебречь трение и теплопередача ),
• Устойчивый против неустойчивого потока,
• Поток изэнтропический (т.е. обратимый адиабатический процесс),
• Закон идеального газа (т.е. P = ρRT)

Сходящиеся-расходящиеся сопла Лаваля

Поскольку скорость потока увеличивается от дозвукового до сверхзвукового режима, физика сопло и расход диффузора изменен. Используя законы сохранения гидродинамики и термодинамики, разработано следующее соотношение для потока в канале (объединенное сохранение массы и импульса):

${\displaystyle dP\left(1-M^{2}\right)=\rho V^{2}\left({\frac {dA}{A}}\right)}$,

где dP - перепад давления, M - число Маха, ρ - плотность газа, V - скорость потока, A - площадь канала, а dA - изменение площади канала. Это уравнение утверждает, что для дозвукового потока сходящийся канал (dA <0) увеличивает скорость потока, а расширяющийся канал (dA> 0) снижает скорость потока. Для сверхзвукового течения происходит обратное из-за смены знака (1 - M²). Сужающийся канал (dA <0) теперь снижает скорость потока, а расширяющийся канал (dA> 0) увеличивает скорость потока. При Mach = 1 возникает особый случай, когда площадь воздуховода должна быть максимальной или минимальной. С практической точки зрения, только минимальная площадь может разогнать потоки до 1 Маха и выше. См. Таблицу субсверхзвуковых диффузоров и сопел.

Таблица, показывающая обращение в физике сопел и диффузоров при изменении числа Маха

Следовательно, чтобы ускорить поток до 1 Маха, сопло должно быть спроектировано так, чтобы сужаться до минимальной площади поперечного сечения, а затем расширяться. Такой тип сопла - сужающееся-расширяющееся сопло - называется сопло де Лаваля после Густав де Лаваль кто это придумал. По мере того как дозвуковой поток входит в сужающийся канал и площадь уменьшается, поток ускоряется. При достижении минимальной площади канала, также известной как горловина сопла, поток может достигать 1 Маха. Если скорость потока будет продолжать увеличиваться, его плотность должна уменьшиться, чтобы подчиняться закону сохранения массы. Чтобы добиться этого уменьшения плотности, поток должен расширяться, и для этого поток должен проходить через расширяющийся канал. См. Изображение сопла де Лаваля.

Схема сопла Лаваля

Максимально достижимая скорость газа

В конечном счете, из-за закона сохранения энергии, газ ограничен определенной максимальной скоростью, основанной на его энергосодержании. Максимальная скорость, V_{Максимум}, которого может достичь газ:

${\displaystyle V_{\text{max}}={\sqrt {2c_{p}T_{t}}}}$

где c_п - удельная теплоемкость газа, а T_т это температура застоя потока.

Соотношение числа Маха изэнтропического потока

Используя законы сохранения и термодинамику, ряд соотношений вида

${\displaystyle {\frac {{\text{property}}_{1}}{{\text{property}}_{2}}}=f(M,\gamma )}$

можно получить, где M - число Маха, а γ - отношение удельных теплоемкостей (1,4 для воздуха). См. Таблицу соотношений числа Маха изоэнтропического потока.

Таблица соотношений изэнтропических потоков. Уравнения, связывающие свойства поля в изоэнтропическом потоке.

Достижение сверхзвукового потока

Как упоминалось ранее, для того, чтобы поток стал сверхзвуковым, он должен пройти через канал с минимальной площадью или звуковое горло. Кроме того, общий коэффициент давления P_б/П_т, приблизительно 2 необходимо для достижения 1 Маха. Как только он достигает 1 Маха, поток в горловине называется задохнулся. Поскольку изменения ниже по потоку могут перемещаться только вверх по потоку со звуковой скоростью, на массовый поток через сопло не могут повлиять изменения в условиях ниже по потоку после того, как поток перекрывается.

Неизэнтропическое одномерное течение газа в канале - нормальные ударные волны

Нормальные ударные волны - это скачки уплотнения, перпендикулярные направлению местного потока. Эти ударные волны возникают, когда волны давления накапливаются и сливаются в чрезвычайно тонкую ударную волну, которая преобразует кинетическую энергию в тепловая энергия. Таким образом, волны догоняют и усиливают друг друга, образуя конечную ударную волну из бесконечной серии бесконечно малых звуковых волн. Поскольку изменение состояния при шоке в высшей степени необратимо, энтропия увеличивается через шок. При анализе нормальной ударной волны предполагается одномерное, установившееся и адиабатическое течение идеального газа. Температура торможения и энтальпия торможения одинаковы до и после скачка уплотнения.

Уравнения Ренкина-Гюгонио связывают условия до и после нормальной ударной волны.

Нормальные ударные волны могут быть легко проанализированы в любой из двух систем отсчета: стоячий ударный скачок и движущийся скачок. Течение перед скачком уплотнения должно быть сверхзвуковым, а течение после скачка уплотнения - дозвуковым. Уравнения Ренкина-Гюгонио используются для решения условий потока.

Двумерный поток

Хотя одномерный поток можно анализировать напрямую, это просто специализированный случай двумерного потока. Отсюда следует, что одно из определяющих явлений одномерного течения, нормальный скачок уплотнения, также является лишь частным случаем более широкого класса косые удары. Кроме того, название «нормальный» связано с геометрией, а не с частотой появления. Косые удары гораздо чаще встречаются в таких приложениях, как конструкция воздухозаборника самолета, объекты в сверхзвуковом полете и (на более фундаментальном уровне) сверхзвуковые сопла и диффузоры. В зависимости от условий течения косой скачок уплотнения может либо присоединяться к потоку, либо отделяться от потока в виде ударная волна.

Прикрепленная ударная волна на модели X-15 в сверхзвуковой аэродинамической трубе

Пример Bowshock для тупого тела

Косые ударные волны

Схема обструкции

Косые ударные волны похожи на нормальные ударные волны, но возникают под углами менее 90 ° по отношению к направлению потока. Когда возмущение вводится в поток под ненулевым углом (δ), поток должен реагировать на изменяющиеся граничные условия. Таким образом образуется косой скачок уплотнения, в результате чего меняется направление потока.

Ударная полярная диаграмма

Ударная полярная диаграмма

В зависимости от уровня отклонения потока (δ) наклонные скачки уплотнения характеризуются как сильные или слабые. Сильные толчки характеризуются большим прогибом и большей потерей энтропии через толчок, а слабые толчки наоборот. Чтобы получить беглое представление о различиях в этих толчках, можно использовать диаграмму полярных разрядов. При статической температуре после удара T *, известная скорость звука после удара, определяется как

${\displaystyle A^{*}={\sqrt {\gamma RT^{*}}}}$

где R - газовая постоянная, а γ - удельная теплоемкость. Число Маха можно разбить на декартовы координаты.

${\displaystyle {\begin{aligned}M_{2x}^{*}&={\frac {V_{x}}{a^{*}}}\\M_{2y}^{*}&={\frac {V_{y}}{a^{*}}}\end{aligned}}}$

с V_Икс и V_у в качестве x- и y-компонентов скорости жидкости V. Используя число Маха перед ударным ударом, можно указать геометрическое место условий. При некотором δ_{Максимум} течение переходит от сильного косого скачка уплотнения к слабому. При δ = 0 ° нормальный скачок уплотнения образуется на границе сильного косого скачка уплотнения, а волна Маха - на границе слабого скачка уплотнения.

Косое отражение ударной волны

Из-за наклона скачка уплотнения после создания косого скачка уплотнения он может взаимодействовать с границей тремя различными способами, два из которых описаны ниже.

Сплошная граница

Входящий поток сначала поворачивается на угол δ по отношению к потоку. Эта ударная волна отражается от твердой границы, и поток поворачивается на - δ, чтобы снова быть параллельным границе. Важно отметить, что каждая прогрессирующая ударная волна слабее, а угол волны увеличивается.

Нерегулярное отражение

Нерегулярное отражение очень похоже на описанный выше случай с оговоркой о том, что δ больше максимально допустимого угла поворота. Таким образом, образуется оторвавшаяся ударная волна и происходит более сложное отражение.

Поклонники Прандтля-Мейера

Вентиляторы Прандтля – Мейера могут быть представлены как вентиляторами сжатия и расширения. Вентиляторы Прандтля-Мейера также пересекают пограничный слой (т. Е. Текучий и твердый), который также реагирует на различные изменения. Когда ударная волна ударяется о твердую поверхность, полученный вентилятор возвращается как вентилятор из противоположного семейства, а при ударе о свободную границу вентилятор возвращается как вентилятор противоположного типа.

Поклонники расширения Прандтля – Мейера

Схема вентилятора расширения Прандтля – Мейера

До сих пор обсуждались только явления течения - это ударные волны, которые замедляют поток и увеличивают его энтропию. Можно ускорить сверхзвуковой поток в том, что было названо Вентилятор расширения Прандтля – Мейера, после Людвига Прандтля и Теодора Мейера. Механизм расширения показан на рисунке ниже.

В отличие от потока, сталкивающегося с наклонным препятствием и образующего наклонный скачок уплотнения, поток расширяется вокруг выпуклого угла и образует веер расширения за счет серии изэнтропических волн Маха. «Веер» расширения состоит из волн Маха, которые простираются от начального до конечного угла Маха. Поток может одинаково расширяться вокруг острого или закругленного угла, поскольку увеличение числа Маха пропорционально только углу выпуклости канала (δ). Угол расширения, образующий веер Прандтля – Мейера, может быть острым (как показано на рисунке) или закругленным. Если общий угол поворота такой же, то решение для потока P-M также такое же.

Расширение Прандтля – Мейера можно рассматривать как физическое объяснение работы сопла Лаваля. Контур сопла создает плавную и непрерывную серию волн расширения Прандтля – Мейера.

Компрессионные вентиляторы Прандтля – Мейера

Базовая диаграмма сжатия PM

Сжатие Прандтля – Мейера - явление противоположное расширению Прандтля – Мейера. Если постепенно повернуть поток на угол δ, можно образовать компрессионный вентилятор. Этот веер представляет собой серию волн Маха, которые со временем сливаются в косой толчок. Поскольку поток определяется изоэнтропической областью (поток, который проходит через вентилятор) и анизэнтропической областью (поток, который проходит через наклонный скачок уплотнения), между двумя областями потока возникает линия скольжения.

Приложения

Сверхзвуковые аэродинамические трубы

Сверхзвуковые аэродинамические трубы используются для испытаний и исследований в сверхзвуковых потоках, примерно в диапазоне чисел Маха от 1,2 до 5. Принцип работы аэродинамической трубы заключается в том, что большая разница давлений поддерживается до и после потока, что приводит к движению потока.

Список классификации сверхзвуковой аэродинамической трубы

Аэродинамические трубы можно разделить на две категории: аэродинамические трубы постоянного и прерывистого действия. Для непрерывно работающих сверхзвуковых аэродинамических труб требуется независимый источник электроэнергии, который резко увеличивается с увеличением размера испытательной секции. Сверхзвуковые аэродинамические трубы прерывистого действия менее дороги, поскольку они накапливают электроэнергию в течение длительного периода времени, а затем разряжают ее в течение серии коротких испытаний. Разница между ними аналогична сравнению батареи и конденсатора.

Схема продувки сверхзвуковой аэродинамической трубы

Вакуумная сфера сверхзвуковой аэродинамической трубы Langley indraft

Сверхзвуковые аэродинамические трубы продувочного типа имеют высокое число Рейнольдса, небольшой резервуар для хранения и легко доступный сухой воздух. Однако они создают опасность высокого давления, затрудняют поддержание постоянного давления застоя и создают шум во время работы.

Промежуточные сверхзвуковые аэродинамические трубы не связаны с опасностью давления, допускают постоянное застойное давление и относительно бесшумны. К сожалению, они имеют ограниченный диапазон числа Рейнольдса потока и требуют большого вакуумного резервуара.

Нет никаких сомнений в том, что знания получают в результате исследований и испытаний в сверхзвуковых аэродинамических трубах; тем не менее, объектам часто требуется огромное количество энергии для поддержания высоких отношений давления, необходимых для условий испытаний. Например, Комплекс инженерных разработок Арнольда имеет самую большую сверхзвуковую аэродинамическую трубу в мире и требует мощности, необходимой для освещения небольшого города для работы. По этой причине большие аэродинамические трубы становятся все реже в университетах.

Воздухозаборники для сверхзвуковых самолетов

Пожалуй, самое распространенное требование к косым ударам - в сверхзвуковых самолетах. входы для скоростей более 2 Маха (F-16 имеет максимальную скорость 2 Маха, но не требует наклонного амортизатора). Одна из целей впускного отверстия - свести к минимуму потери при ударах, поскольку входящий сверхзвуковой воздух замедляется до дозвукового до того, как попадает в турбореактивный двигатель. Это достигается с помощью одного или нескольких наклонных толчков, за которыми следует очень слабый нормальный толчок, с числом Маха выше по потоку обычно меньше 1,4. Воздушный поток через воздухозаборник необходимо правильно регулировать в широком диапазоне скоростей от нуля до максимальной сверхзвуковой скорости. Это достигается изменением положения впускных поверхностей.

Несмотря на то, что для достижения приемлемых характеристик от взлета до скоростей, превышающих 2 Маха, требуется изменяемая геометрия, нет единого метода для этого. Например, для максимальной скорости около 3 Маха XB-70 использовали прямоугольные воздухозаборники с регулируемыми аппарелями и СР-71 использовали круглые воздухозаборники с регулируемым центральным конусом.

Прямоугольные воздухозаборники XB-70 с аппарелями (не видны)

Круглые воздухозаборники SR-71 с центральным корпусом

Смотрите также

• Несжимаемый поток
• Законы сохранения
• Энтропия
• Уравнение состояния
• Кинетика газа
• Коэффициент теплоемкости
• Изэнтропический поток сопла
• Лагранжева и эйлерова спецификация поля течения
• Функция Прандтля – Мейера
• Термодинамика особенно «Обычно рассматриваемые термодинамические процессы» и «Законы термодинамики»

Рекомендации

1. Андерсон, Дж. Д., Основы аэродинамики, 4-е изд., McGraw – Hill, 2007.
2. Геник Бар – Меир (21 мая 2007 г.). «Основы механики сжимаемых жидкостей» (PDF). ibiblio (Проект Потто). Получено 23 января, 2020.>
3. Младший, Джон Д. Андерсон. «Исследования в области сверхзвукового полета и преодоления звукового барьера». history.nasa.gov. Архивировано из оригинал 25 декабря 2017 г.. Получено 14 апреля 2018.
4. П. М. Шустер:Движение звезд: Кристиан Доплер - его жизнь, его дела и принципы и мир после, Поллауберг, Австрия: Издательство Living Edition, 2005 г.

• Liepmann, Hans W .; Рошко, А. (1957) [1957]. Элементы газодинамики. Dover Publications. ISBN  0-486-41963-0.
• Андерсон, Джон Д. мл. (2003) [1982]. Современный сжимаемый поток (3-е изд.). Макгроу-Хилл Наука / Инженерия / Математика. ISBN  0-07-242443-5.
• Джон, Джеймс Э .; Кейт, Т. Г. (2006) [1969]. Газовая динамика (3-е изд.). Prentice Hall. ISBN  0-13-120668-0.
• Oosthuizen, Patrick H .; Карскаллен, В. Э. (2013) [1997]. Введение в сжимаемый поток (2-е изд.). CRC Press. ISBN  978-1439877913.
• Цукер, Роберт Д.; Библарц, О. (2002) [1977]. Основы газовой динамики (2-е изд.). Wiley. ISBN  0471059676.
• Шапиро, Ашер Х. (1953). Динамика и термодинамика течения сжимаемой жидкости, Том 1.. Рональд Пресс Компани. ISBN  978-0-471-06691-0.
• Андерсон, Джон Д. мл. (2000) [1989]. Гиперзвуковая и высокотемпературная газовая динамика. AIAA. ISBN  1-56347-459-X.

внешняя ссылка

• Руководство НАСА по аэродинамике сжимаемых материалов для новичков
• Калькуляторы потока сжатых газов Virginia Tech
• [1]