вертикальной составляющей реакции струи. Коэффициент cy полной подъёмной силы 
крыла (см. Аэродинамические коэффициенты) изменяется приблизительно 
пропорционально величине kc1/2{{?}}, где k — коэффициент, зависящий от 
геометрических параметров крыла и С. з. (угла выдува струи, протяжённости С. з. 
и его расположения по размаху крыла), c{{?}} — коэффициент импульса струи (см.
 в статье Управление пограничным слоем). При больших значениях коэффициента 
импульса струи (c{{? ?}} 3—5) значение cy для крыльев с удлинением 8—10 со С. з.
 может достигать значений 10—15. При малых коэффициентах c{{?}} увеличение 
подъёмной силы происходит главным образом за счёт воздействия струи на 
обтекание крыла, при этом аэродинамическая часть приращения подъёмной силы 
может в несколько раз превышать приращение подъёмной силы за счёт реакции струи.
 С увеличением коэффициента c{{?}} всё большее значение приобретает 
вертикальная составляющая реакции струи. При определённых, достаточно больших 
значениях коэффициента c{{?}} на крыле конечного размаха со С. з. практически 
прекращается рост аэродинамической части приращения коэффициента подъёмной силы,
 который достигает своего предельного значения {{?}}cyA lim. Значение 
{{?}}cyA lim возрастает с увеличением удлинения крыла, размаха С. з. и угла 
выдува струи.
Первые исследования С. з. были проведены в 1938—1941. Практическая реализация С.
 з. на самолёте связана с конструктивными трудностями, обусловленными 
необходимостью обеспечения отбора сжатого воздуха от двигателя или специального 
газогенератора и размещения каналов в крыле для подачи воздуха к щелевому соплу.

Лит.: Ружицкий Е. И., Безаэродромная авиация, М., 1959; Мартынов А. К., 
Прикладная аэродинамика, М., 1972.
А. В. Петров.
струйных течений теория — раздел гидродинамики, изучающий течения идеальной 
жидкости или газа, ограниченные частично твёрдыми стенками и частично 
свободными поверхностями, на которых давление и, согласно Бернулли уравнению, 
скорость жидкости постоянны. При этом предполагается, что массовыми силами и 
поверхностным натяжением можно пренебречь.
Схема струйного течения (СТ) с образованием в жидкости свободных поверхностей 
тангенциальных разрывов была предложена Г. Гельмгольцем (1868). В 1869 Г.
 Кирхгоф решил первые задачи плоских потенциальных СТ несжимаемой жидкости, в 
частности истечения струи из отверстия в стенке и обтекания пластинки под углом 
атаки {{?}} с отрывом потока от её кромок и образованием «застойной» (отрывной) 
области, давление p0 в которой равно давлению p{{?}} в набегающем потоке (на 
«бесконечности», рис., а). При истечении из отверстия С. т. т. позволяет 
определить форму струи и коэффициент её сжатия. Струйное обтекание пластинки по 
схеме Кирхгофа, в отличие от сплошного обтекания, при котором тело в 
потенциальном, потоке не испытывает сопротивления (Д’Аламбера—Эйлера парадокс), 
дает силу Fn, действующую по нормали к пластинке, и соответственно силу 
сопротивления Fy  =  Fnsin{{?}} и подъёмную силу Fy  =  Fncos{{?}}. Коэффициент 
нормальной силы Cn на единицу ширины пластинки выражается формулой Рэлея (1876)
{{формула}},
где {{?}} — плотность жидкости, v{{?}} — скорость потока на бесконечности, l — 
длина пластинки. Эта сила, равно как получающаяся по формуле Ньютона (см.
 Ньютона теория обтекания), —
Cn  =  2sin2{{?}},
и по формуле, полученной Н. Е. Жуковским для случая безотрывного обтекания 
пластинки при наличии подсасывающей силы, —
Cn  =  {{?}}sin2{{?}},
(последняя при {{?}}  >  15° не соответствует экспериментальным данным). Позже 
были открыты кавитационные течения, возникающие в капельной жидкости с 
образованием за телом паровых или газовых каверн, в которых давление p0  <  
p{{?}}. Разрежение в каверне характеризуется числом кавитации {{?}}:
{{формула}}.
В отличие от СТ Кирхгофа ({{?}}  =  0), кавитационные течения имеют свободные 
границы конечной длины. Известны различные кавитационные схемы (Жуковского — 
Рошко, Рябушинского, Эфроса, By, Кузнецова и других), различающиеся способом 
замыкания каверны. Наиболее совершенной, свободной от «лишних» параметров, 
является схема Тулина — Терентьева, в которой границы каверны заканчиваются 
спиралевидными (при математическом описании бесконечнолистными) завитками (рис.,
 б). В реальных отрывных течениях при больших Рейнольдса числах Re давление в 
отрывных областях вблизи тела практически постоянно, и при правильном выборе 
{{?}} кавитационного течения оказываются их удовлетворительной расчётной 
моделью. Для малых углов атаки, когда срыв потока происходит только с передней 
кромки пластинки, используется схема частичной кавитации (рис., в), 
оказывающаяся для заданных {{?}} и {{?}} двузначной по длине каверны и значению 
Cn.
Для построения простых СТ применяется годографа метод комплексной скорости 
{{v}}  =  vx - ivy  =  vexp{-iv}. В заданной области годографа непосредственно 
или путём её конформного отображения на более простую определяется комплексный 
потенциал скорости {{?}}  =  {{?}}  +  i{{?}}  =  {{?}}(v), после чего течение 
в физической плоскости строится квадратурой:
{{формула}}.
Более общий приём был предложен Жуковским (1890). Он ввёл функцию {{?}}  =  lnv 
 =  lnv - iv и производную комплексного потенциала d{{?}}/du как функции 
параметрического переменного и в канонической области (верхней полуплоскости). 
В случае СТ с кусочно-прямолинейными твёрдыми границами функции {{?}}(u) и