Плотность турбулентного теплового

В уравнении энергии три плотности турбулентного теплового потока представляют собой новые неизвестные функции координат. [c.146]

Наклонные и горизонтальные поверхности. В работе [154] показано, что соотношением (11.7.50) можно пользоваться для расчета направленного вверх постоянного теплового потока от нагреваемой наклонной поверхности. Для аналогичной поверхности с направленным вниз постоянным тепловым потоком в корреляционной зависимости (11.7.50) необходимо заменить Gr на Gr os 0. Аналогичным образом можно модифицировать обобщающие соотношения (3.9.10) в случае постоянной плотности теплового потока и (3.9.5) для изотермической поверхности, если необходимо рассчитать величину турбулентного теплового потока от наклонной плоской поверхности. [c.83]

При малой плотности межфазового теплового потока механизм массопередачи, очевидно, будет значительно сложнее описанного выше. Возможно, что в этом случае пузырьковое кипение жидкости происходит при больших расстояниях между центрами парообразования и поэтому перенос массы в тепловом пограничном слое обусловливается также молекулярной и турбулентной диффузией. При ДТ О вместо пузырькового кипения будет иметь место [c.111]

Здесь QJl — интенсивность межфазного теплообмена в единице объема между г-й и -й фазами, UJг — внутренняя энергия г-й фазы на границе с J-й фазой. Вектор плотности пульсационного теплового потока Гг по своему происхождению аналогичен вектору плотности турбулентного переноса теплоты [c.226]

Из (2.24) следует, что энергетический коэффициент обратно пропорционален плотности теплового потока в степени (b —1). Например, для продольного обтекания каналов и развитого турбулентного режима течения потоков с п, = 0,8 и а,-= 0,2 эта степень равна 2,5, Таким образом, интенсификация теплообмена путем увеличения величины q (изменяя Rei потоков) для поверхности заданной геометрии приводит к существенному уменьщению энергетического коэффициента. [c.31]

Поправочный коэффициент Е для полностью стабилизированного потока, т. е. при Ий > 50, равен единице. В работе [150] приведены результаты расчета средних значений числа Нуссельта при полностью развитом турбулентном режиме движения среды в круглой трубе при условии постоянной линейной плотности теплового потока на поверхности трубы (табл. 16). Эти данные хорошо согласуются с многочисленными экспериментальными результатами и потому считаются надежными [149]. [c.234]

При исследовании потока в гладкой трубе можно отчетливо выделить два слоя. В ламинарном пристенном слое перенос теплоты в радиальном направлении обеспечивается теплопроводностью, а в турбулентном ядре — перемешиванием масс потока. Обозначим температуру теплового потока на расстоянии у от стенки трубы 1у. Тогда плотность теплового потока в поперечном направлении [c.10]

В аналогии Рейнольдса постулируется равенство коэффициентов молярного переноса импульса и теплоты в любой точке потока и считается, что при характерном для турбулентных потоков интенсивном перемешивании среды влияние процессов молекулярного переноса пренебрежимо мало. Если обозначить через плотность поперечного потока массы между слоями жидкости, имеющими скорости виг и гиа, температуры Т, и Гг, то, пренебрегая молекулярной вязкостью и теплопроводностью, касательное напряжение и плотность теплового потока между рассматриваемыми слоями можно представить как [c.162]

Учет перечисленных фактов и составил дальнейшее развитие идеи Рейнольдса и определил современную модификацию гидродинамической аналогии теплообмена. Так, используя двухслойную модель потока, плотность теплового потока на поверхности теплообмена можно выразить через теплопроводность вязкого подслоя и условия турбулентного переноса на его границе [c.163]

Для развивающегося вниз по потоку турбулентного режима течения Влит и Росс [168] получили следующую корреляцию для коэффициента теплоотдачи от наклонных поверхностей с постоянной плотностью теплового потока [c.286]

В большинстве исследований турбулентных пламен рассматривались пламена, развивающиеся вдоль вертикальных или наклонных поверхностей, и осесимметричные пламена, причем всегда в условиях неподвижной среды. Проведено много экспериментальных исследований, в ходе которых измерялись скорости горения, средние скорости и температуры. В качестве примеров можно привести работы [8, 23, 91]. Результаты расчетов, проведенных в этих работах интегральным методом, удовлетворительно согласовались с данными измерения скорости горения и плотности теплового потока на стенке в области факела. В работах [49, 90] применялась (й — е — g-)-модель турбулентности (см. гл. 11). Решение, полученное в первой из них, позволяет довольно точно определить структуру пламени и скорости горения. Однако остаются неопределенности при расчете как характеристик турбулентности, так и теплового излучения. [c.414]

В работе [5] предложен механизм, позволяющий объяснить это явление. При заданной плотности теплового потока на поверхности разность температур стенки трубы и протекающей в ней жидкости определяется скоростями конвекции и изменением коэффициента температуропроводности жидкости. При ламинарном режиме течения эффективный коэффициент температуропроводности является постоянным (не считая зависимости от температуры) и равным молекулярному коэффициенту температуропроводности. Однако для турбулентного течения его величина примерно на порядок больше и резко изменяется при удалении от стенки. На рис. 10.6.7 дано качественное описание профилей скорости и напряжения трения в турбулентном смешанно-конвективном потоке. В ламинарном течении, как показывают экспериментальные данные, единственным эффектом является искажение этих профилей. Аналогичный сдвиг профилей возникает и в турбулентном течении. Однако в этом случае доминирует существенно более высокий турбулентный коэффициент температуропроводности. [c.632]

В работе [15] выполнено экспериментальное и теоретическое исследование турбулентного смешанно-конвективного течения воздуха (при способствующем влиянии выталкивающей силы) в вертикальной трубе при постоянной плотности теплового потока на стенке. Измерения различных характеристик турбулентного переноса были проведены при L/D — 100, 5000 < Re < [c.634]

Перенос тепла в области перехода. Наиболее важным для практики результатом процесса перехода является повышение интенсивности теплопереноса по сравнению со стационарным ламинарным течением. На рис. 11.4.6 в качестве примера показано, как возрастают локальные характеристики теплопередачи при изменении режима течения от ламинарного до полностью турбулентного. Эти данные заимствованы из работы [127], где они получены при исследовании течения воды около вертикальной поверхности, нагреваемой тепловым потоком постоянной плотности. Увеличение локального коэффициента теплопередачи сопровождается соответствующим уменьшением локальной температуры поверхности по сравнению с ее значением при ламинарном режиме Течения. Данные рис. 11.4.6 соответствуют пяти значениям теплового потока видно, что с его увеличением область перехода смещается вперед, а отклонение чисел Нуссельта Ына- от значений для ламинарного пограничного слоя возрастает. Зависимости, характерные для полностью развитого турбулентного течения, устанавливаются далеко вниз по потоку. Результаты измерений хорошо согласуются с корреляционными зависимостями [153]. [c.46]

Результаты измерения характеристик турбулентного переноса в воде [153] показывают, что, используя только одно число Ра = Ог Рг, нельзя обобщить экспериментальные данные о положении начала области перехода. В первом экспериментальном исследовании [54], специально посвященном этому вопросу и проведенном при тех же самых условиях течения около вертикальной поверхности, нагреваемой в воде тепловым потоком постоянной плотности, определялась с помощью термопар при разных уровнях д" продольная координата х, соответствующая началу перехода к турбулентности в тепловом пограничном слое. Результаты измерений недвусмысленно подтвердили вывод о том, что полученные данные нельзя обобщить с помощью только числа Грасгофа Ог или С. Было установлено, что дополнительным параметром является величина д". Переходу к турбулентности в тепловом пограничном слое, который определялся по отклонению от ламинарного профиля средней температуры, соответствовало приблизительно одно и то же значение О 1x 1 [c.50]

Позднее измерения в воде [127] показали, что существует хорошая корреляция между параметром потока кинетической энергии Е и данными по началу перехода к турбулентности, полученными с использованием других методов индикации. Оказалось, что положение точки, в котором становятся заметными пульсации температуры, либо наблюдается отклонение от ламинарного профиля средней температуры, либо температура поверхности, нагреваемой тепловым потоком постоянной плотности, достигает максимума, определяется постоянными значениями Е, равными =17,5, = 19,2 и = 22,7 соответственно. В зависимости от выбранного критерия перехода к одному из этих значений параметра близка его величина, рассчитанная по экспериментальным данным для воды, полученным некоторыми другими исследователями. [c.52]

Здесь через д обозначен корень пятой степени локального значения безразмерной плотности теплового потока, подводимого из окружающей среды. Оказалось, что постоянные значения Овт = = 290 и Q i7 = 315 определяют соответственно начало перехода к турбулентности в динамическом и тепловом пограничных слоях. [c.53]

В работе [153] были измерены локальные коэффициенты теплопередачи от пластины к воде в области перехода при постоянной плотности теплового потока. Отклонение экспериментальных значений от рассчитанных для ламинарного течения сначала резко возрастает, а затем, ниже по потоку, уменьшается. Для условий, приведенных в табл. 11.6.2 для точки 2, коэффициенты теплопередачи кх начинают уменьшаться по закону развитого турбулентного течения. [c.70]

Плотность полного осредненного теплового потока в турбулентном течении выражается следующим образом [c.74]

Удобно выразить плотность теплового потока, переносимого турбулентностью в направлении оси у, аналогичным образом [c.75]

В работе [25] рекомендуется с помощью зависимостей (3.9.5) и (3.9.10) проводить расчет тепловых потоков в ламинарной или турбулентной области течения для изотермической поверхности и при постоянной плотности теплового потока. Утверждается, что эти эмпирические зависимости справедливы для всех чисел Прандтля. [c.83]

В первой работе [128] измерения проводились при постоянной плотности теплового потока q" от поверхности в чистую воду с температурой 4°С. В зависимости от величины q" в разных экспериментах устанавливался ламинарный, переходный или турбулентный режим течения. За начало гидродинамического и теплофизического переходов в динамическом и тепловом слоях принимались точки, в которых наблюдалось отклонение максимальных значений скорости и избыточной температуры поверхности от зависимостей для ламинарного течения. Полученные данные показывают, что переход как в динамическом, так и в тепловом свободноконвективном слое происходит одновременно. Было установлено, что критериальный параметр пропорционален и в безразмерном виде имеет форму где G и Gr рассчитываются с помощью зависимостей [c.158]

В работе [14] описывается экспериментальное и теоретическое исследование турбулентного конвективного течения, индуцированного источником подъемной силы в ограниченной области (см. рис. 14.7.1). Такой источник создает тепловую струю, которая поднимается и распространяется по потолку полости, что приводит к образованию устойчиво стратифицированного слоя, который со временем увеличивается по высоте. Как отмечалось в гл. 12, температура на оси струи снижается с увеличением высоты над источником. Температура в области, лежащей под верхним стратифицированным слоем, продолжает оставаться равной температуре в полости до возникновения конвекции. Температура в верхнем нагретом слое убывает по вертикали вниз от потолка полости к границе раздела между верхней и нижней областями. На рис. 14.7.1,6 приведена картина течения, на которой показаны боковое подсасывание в струю и направленное вниз движение нагретого верхнего слоя. На рис. 14.7.1, а показана примерная зависимость температуры (и соответствующей плотности жидкости) от вертикальной координаты х как в струе, так и в окружающей струю жидкости на достаточном удалении от нее. Местоположение границы раздела и распределение температур показано для двух моментов времени, и т, после начала подачи теплового потока Qo. [c.312]

Напомним, что в гл. 3 величина Q обозначает половину общей энергии, подводимой к факелу. При наибольших плотностях тепловых потоков и вдали от теплового источника в экспериментах наблюдалось турбулентное течение. Профили осредненной по времени температуры показывают, что по сравнению с ламинарным режимом течения происходит увеличение ширины области течения. Полностью турбулентное течение устанавливается при Сгр, X = 5 -10 . При этом режиме течения удалось провести измерение только в одной точке. Поэтому данные нельзя сравнить с полученной Зельдовичем [164] теоретической зависимостью, описывающей изменение температуры по течению в турбулентном факеле. Даже тогда, когда течение считается турбулентным с самого начала, зависимость максимальных значений температуры на оси факела от плотности подводимого теплового потока примерно такая же, как и рассчитанная для ламинарного режима течения. Если в турбулентном факеле, как плоском, так и осесимметричном, уровень температуры изменяется в первом приближении пропорционально то в ламинарном течении — пропорционально С . [c.88]

Как следует из детального анализа процесса перемешивания и горения, в турбулентном пламени в следе на некотором расстоянии от стабилизатора могут оказаться небольшие количества избыточного кислорода или горючего, если состав смеси в основном потоке является бедным или богатым соответственно. Эти реагирующие вещества в следе вступают в реакцию и увеличивают скорость тепловыделения в критическом объеме зажигания. Следовательно, горячий циркулирующий вихрь, протекая над соответствующей поверхностью стабилизатора, доставляет стабилизатору тепло. Это тепло теплопроводностью передается в верхнюю часть стабилизатора и нагревает слой предварительно перемешанной смеси, которая, перемещаясь по дуге в 80° от передней критической точки до точки отрыва, участвует в процессе формирования пограничного слоя. В результате образуется тепловой пограничный слой, который после отрыва образует с динамическим пограничным слоем соответствующую комбинацию свободных теплового и динамического слоев. На фиг. 6, а и б приводятся шлирен-фотографии градиента плотности в тепловом свободном слое, которые показывают, что положение слоя, начиная от точки отрыва, не зависит от присутствия пламени. Однако при горении отмечается небольшое утолщение шлирен-изображения в области светящейся вершины пламени. Мы полагаем, что наблюдаемый в более широкой области градиент плотности или тепловой градиент является следствием локального термически ускоренного процесса перемешивания и скорости переноса тепла в треугольной зоне перемешивания, заполненной мелкими вихрями. Как указывалось выше, мы считаем, что эта переходная зона является областью высокой проводимости, посредством которой горючие реагенты, имеющие среднюю температуру пограничного слоя, вырываются из этого [c.238]

Уравнения ( .13) — ( .16) получены при общепринятых допущениях о том, что плотность радиального теплового потока, обусловленного. теплопроводностью, турбулентным переносом тепла и диффузией, много больше плотности аналогичного осевого теплового потока диффузионный поток вещества в осевом направлении пренебрежи.мо мал в сравнении с конвективным потоком массы перекрестные эффекты (термодиффузия, диффузионная теплопроводность, бародиффузия) не влияют существенно на процесс и др. [c.127]

Опытные данные Кутателадзе и Консетова [88] по конденсации водяного пара высокого давления внутри вертикальных труб при больших плотностях теплового потока получены при, следующих режимных параметрах Рп=1,0- -9,0 МПа <7=116,3-7-1400 кВт/м перегрев пара 10—40 К переохлаждение конденсата 0—10 К относительное количество несконденсировавшегося пара (выпар) е = О-г 0,15. Эти опытные данные при турбулентном режиме течения пленки конденсата с погрешностью 20% обобщены следующим уравнением [c.141]

Из приведенных обобщенных зависимостей следует, что в случае конденсации пара внутри горизонтальной трубы в условиях малых и умеренных скоростей парового потока и турбулентном течении конденсата средний коэффициент теплоотдачи пропорционален плотности теплового потока в степени 0,5 (а ° ), диаметру трубы в степени 0,2 (а в ) и длине трубы в степени 0,3 (а В диапазоне исследованных давлений пара Рп1 = 0,554-2,5 МПа влияние давления пара на теплоотдачу оказалось несущественным. Это согласуется с аналогичным выводом, сделанным Боришанским и Кочуровой [37] на основе анализа большого числа опытных данных о влиянии давления пара на теплоотдачу при конденсации . [c.144]

Скорости этих перемещений и т. Вследствие неустойчивости пульсации первого порядка на них накладываются пульсации второго порядка, имеющие масштаб X" < X, и пульсационные скорости и" < и. Такой процесс последовательного измельчения пульсаций происходит до тех пор, пока для пульсаций некоторого порядка I число Не,- = A,oM, /v не окажется достаточно малым, чтобы ощутимое влияние вязкости жидкости предупреждало образование пульсаций I + 1 порядка. Величина называется внутренним (минимальным) масштабом турбулентности. Число Не,-для внутреннего масштаба имеет порядок единицы. При этих значениях Йе энергия мелкомасштабных турбулентных пульсаций благодаря вязкости диссипируется в тепловую. Хотя энергия диссипации и обусловливается в конечном итоге вязкостью жидкости, ее величину Е характеризуют крупномасштабные пульсации. В частности, она равна потере энергии самых крупномасштабных движений на создание движений меньшего масштаба. Учитывая это, а также ничтожную роль вязкости, можно считать, что основными параметрами, характеризующими свойства турбулентного потока жидкости, являются ее плотность р и энергия диссипации Е. В соответствии с этим скорость турбулентных пульсаций по закону Колмогорова—Обухова , [c.58]

Члены (рш .шу) и (рСрШ Т ) в уравнениях (2.86) и (2.87) представляют собой дополнительное напряжение и тепловой поток соответственно, возникающие вследствие турбулентного перемешивания среды. Следовательно, полное касательное напряжение и плотность теплового потока при турбулентном течении могут быть записаны как [c.153]

Аль-Араби и Хамиз [9] получили экспериментальные данные по теплоотдаче от изотермических наклонных цилиндров в воздухе для различных углов наклона цилиндра как при ламинарном, так и при турбулентном режиме течения. При ламинарном режиме, который реализуется, как указано в их статье, в диапазоне 1,08-10 < Gro < 6,9-10 , их экспериментальные данные примерно на 20 % выше данных Остхейзена [127]. Аль-Араби и Сэлман [10] также измерили коэффициенты теплоотдачи от равномерно нагреваемого наклонного цилиндра при условии постоянной плотности теплового потока на поверхности. При ламинарном режиме течения указаны корреляционные формулы для местного и среднего коэффициентов теплоотдачи. В статье [21] предложены полученные на основе экспериментальных данных корреляционные формулы отдельно для коротких и длинных цилиндров при углах наклона цилиндра у < ar tg(L/D). [c.282]

Турбулентное течение. Результаты описанных выше аналитических исследований относятся только к ламинарному течению, для которого однонаправленное действие выталкивающей силы приводит к возрастанию теплового потока, а противоположное— к его снижению. Казалось бы, аналогичную ситуацию можно было бы ожидать и в случае турбулентного смешанно-конвективного течения. Однако результаты нескольких экспериментальных исследований показали прямо противоположное. И при постоянной температуре стенки, и при постоянной плотности теплового потока на поверхности в случае одинакового направления выталкивающей силы и вынужденного течения происходит снижение местного теплового потока, а в случае противоположного направления выталкивающей силы — его возрастание. [c.632]

В горизонтальной, наклонной и вертикальной трубах. В расчетах использовали двухпараметрическую модель Лондера — Сполдинга [84]. При граничном условии постоянной плотности теплового потока рассматривали течения, направленные как вверх, так и вниз. Для течения, направленного вверх, число Нуссельта сначала уменьшается с возрастанием Gr до тех пор, пока не будет достигнуто некоторое критическое значение Gr затем Nu начинает монотонно увеличиваться. Однако для течения, направленного вниз, число Нуссельта монотонно уменьшается с увеличением Gr. Эти результаты согласуются с экспериментальными данными работы [12]. Проведен ряд экспериментальных исследований турбулентного смешанно-конвективного течения сверхкритических жидкостей в вертикальной трубе. Обзор многочисленных исследований, посвященных этой проблеме, представлен в работе [77]. [c.636]

В работе [108] осуществлено аналогичное экспериментальное исследование с целью определить влияние естественной конвекции на теплообмен при течении воздуха в горизонтальной трубе при постоянной плотности теплового потока на стенке. Был сделан вывод, что при Re Ra = 10" вторичное течение становится весьма интенсивным и образуется пара симметричных горизонтальных вихрей. При Re Ra = 10 естественная конвекция оказывает заметное влияние на теплообмен в ламинарном течении. Было найдено, что критическое число Гейнольдса, при котором происходит переход к турбулентному режиму течения, зависит как от числа Рэлея, так и от уровня турбулентности втекающей жидкости. При высоких уровнях турбулентности на входе в трубу и отсутствии нагрева критическое число Рейнольдса составляет около 2000 и возрастает при увеличении числа Рэлея. Это объяснялось влиянием вторичного течения, подавляющего турбулентность. С другой стороны, при низком уровне турбулентности на входе критическое число Рейнольдса заметно выше (примерно 7700) и снижается при увеличении числа Рэлея. Усиливающееся вторичное течение вызывает переход к турбулентному режиму при меньших Re. На основании экспериментальных данных предложено следующее корреляционное соотношение аля критического числа Рейнольдса при низком уровне турбулентности течения во входном сечении трубы [c.644]

I — линейные. механизмы И — нелинейные механизмы III —первые признаки появления турбулентности в динамическом слое JV —начало изменения профиля скорости VT V — нзчало изменения профиля температуры Gj-j- VI —развитие процесса перехода VII—каскадный перенос энергии к мелким вихрям VIII —развитая турбулентность нейтральная устойчивость возмущения с максимальной скоростью усиле- ия Get — конец перехода ламинарного пограничного слоя. Пространственный размер каждой зоны соответствует условиям течения около поверхности, нагреваемой тепловым потоком плотностью "=1000 Вт/м2. [c.39]

В работе [111] экспериментально исследован нестационарный переход при естественной конвекции около плоской вертикальной поверхности, нагреваемой постоянным тепловым потоком. Поле температуры визуализировалось с помощью интерферометра, что позволило наблюдать сложную картину нестационарного перехода к турбулентности. В случае низкой плотности теплового потока течение, турбулизовавщееся во время периода установления, реламинаризуется. С увеличением тепловой нагрузки не происходит обратного перехода к ламинарному режиму течения. Результаты этого исследования показывают, что при промежуточных значениях плотности теплового потока область перехода перемещается с течением времени, пока не достигнет конечного стационарного положения. В работе [80] было установлено, что при естественной конвекции воды возникает много режимов и различных механизмов развития возмущения и процесса перехода. [c.146]

Пленочное К. возникает на несмачиваемых пов-стях нагрева (напр., К. ртути в стеклянной трубке) на смачиваемых пов-стях пузырьковое К. переходит в пленочное (первый кризис К.) при достижении первой критич. плотности теплового потока 9,р.1. Интенсивность теплоотдачи при пленочном К. значительно меньше, чем при пузьфьковом, что обусловлено малыми значениями коэф. теплопроводности ).[Вт/(м К)] и плотности пара по сравнению с их значениями для жидкости. При ламинарном движении пара в пленке а при турбулентном движении интенсивность [c.385]