Профили скорости в факеле струи

Поставленную задачу можно решить лишь таким расчетным методом, который обеспечивает получение непрерывной деформации начальных профилей скорости, температуры и концентрации во всем поле течения факела, образованного коаксиальными струями газа и окислителя. [c.53]

За областью перехода турбулентное течение становится полностью развитым. Это происходит на расстоянии 10 калибров струи от среза сопла, что подтверждается многочисленными результатами измерений интенсивности турбулентности в разных сечениях струи, в том числе и данными, приведенными па рис. 12.3.2. После завершения перехода к турбулентному режиму течения интенсивность пульсаций скорости в струе начинает монотонно уменьшаться независимо от числа Рейнольдса (изменявшегося в экспериментах в широком диапазоне). В области полностью развитого турбулентного течения измеренные профили осредненных по времени значений скорости и концентрации трассирующих веществ в струях имеют форму распределений Гаусса, аналогичную профилям в факелах. Однако скорость подсасывания жидкости для струй ниже, чем для факелов по данным работы [43] и других исследований а = 0,057. Это значение а, свидетельствует о том, что при одинаковом локальном потоке количества движения интенсивность смешения для струй ниже, чем для факелов. [c.135]

На схеме образования факела (рис. 8-4) для нескольких сечений, расположенных на различных расстояниях от среза горелки, изображены профили скорости W потока горючей смеси и скорости нормального распространения пламени i/ . При ламинарном движении горючей смеси профиль скорости параболический, у стенки горелки скорость равна нулю, а на оси возрастает до максимальной величины. На небольшом расстояний от стенки участок параболы может быть заменен прямой. Для однородной смеси данного состава i/ является постоянной величиной. Однако вследствие изменения тепловых и концентрационных условий на периферии потока горючей смеси Ип уменьшается, причем характер этого изменения в различных сечениях различен. В сечениях внутри горелки i/ уменьшается по мере приближения к холодным стенкам из-за отвода тепла. По выходе смеси из горелки Un уменьшается по мере приближения к границе струи из-за разбавления горючей смеси воздухом из окружающей среды. Вблизи границы струи, где смесь значительно обеднена, распространение пламени прекращается. Участки прекращения распространения пламени внутри горелки и в струе на профилях Un показаны пунктиром. [c.150]

Сопоставление результатов измерений в начальном участке турбулентного гомогенного факела и свободной струи (рис. 6-6) показывает, что в газовом факеле профили ры более заполненные, чем в свободной струе. Это объясняется следующим образом. Газовый факел можно условно представить как струю плотного газа, вытекающего в пространство, заполненное менее легким газом — продуктами сгорания. Как известно, интенсивность затухания струи тяжелого газа меньше, чем струи легкого газа, втекающей в атмосферу более тяжелого. Соответственно этому профили ри2 в гомогенном факеле должны быть более заполненными, чем в изотермической струе. Что касается профилей скорости, то, как видно из графика, в гомогенном факеле они имеют экстремум в окрестности фронта пламени. Увеличение скорости [c.128]

Шлихтинга является в данном случае лишь хорошим приближением, аппроксимирующим различные законы изменения скорости в центральной и пограничной областях факела. В свою очередь, идентичность универсальных функций для описания профиля скорости газа в затопленной струе [40] и в струе, истекающей в неподвижный или псевдоожиженный слой, очевидно, не случайна и свидетельствует о качественной схожести процессов турбулентного перемешивания (в зонах смешения) в обоих случаях. [c.34]

Представленная на рис. 1.23 диаграмма свидетельствует об аффинности профилей избыточной скорости во всех сечениях основного участка газового факела струи. Опытные точки хорошо ложатся по всей ширине пограничного слоя вокруг универсальной кривой, описываемой уравнением [c.35]

В кольцевой струе поле скорости на расстояниях у < о от кольцевого сопла определяется условиями истечения и может иметь самый разнообразный характер (рис. 1.24). По мере удаления от выходного сечения поле скоростей непрерывно деформируется вследствие обмена импульсами с окружающей средой, и на расстоянии у > о от сопла скоростные поля в газовом факеле струи, независимо от условий истечения, приобретают одинаковый профиль (см. рис. 1.22 и 1.23), удовлетворительно соответствующий универсальному профилю струй [1, 20]. [c.35]

Подобие профилей скорости в основном участке кольцевой струи и совпадение полученного профиля с универсальным профилем круглой струи позволяют использовать понятие эквивалентной круглой струи эта струя и исследуемая кольцевая струя на одинаковых расстояниях от сопла образуют тождественные поля скорости и очертания газового факела. Для выполнения указанного условия начальное количество движения эквивалентной струи должно быть равно количеству движения кольцевой струи [c.35]

Приближенное решение внутренней задачи струи в псевдоожиженном слое осуществлено на основе метода интегральных соотношений, нашедшего широкое распространение при решении задач теории пограничного слоя [40] и впервые привлеченного к анализу струйных течений в псевдоожиженном слое H.A. Шаховой [17, 54, 82]. Использование трех интегральных соотношений (уравнений интегрального баланса импульса, энергии и объема) при некоторых дополнительных предположениях о профиле скорости в основном участке, структуре потока в нем и законе нарастания толщины факела вдоль потока позволяют полностью замкнуть задачу при наличии лишь двух опытных констант коэффициентов струи j и С2- [c.54]

Универсальный профиль скорости газа в сечениях основного участка факела описывается профилем Шлихтинга. Подставляя выражение его в уравнение (2.31), переходим к следующей форме уравнения, описывающего закон сохранения количества движения в струе [c.67]

Профиль скорости в газовом факеле струи рассчитываем по уравнению Результаты расчета приведены ниже [c.89]

Таким образом, для рационального, не грубо схематического расчета турбулентного факела важно выбрать метод расчета, свободный от деления струи на участки и последующего стыкования их, — метод, позволяющий учесть произвольный начальный профиль скорости (также температуры и др.). [c.160]

Расчет профиля скоростей струи и ее дальнобойности при диспергировании растворов непосредственно газовым теплоносителем с высокой температурой (до 1200° С) связан с большими трудностями из-за дополнительного внутреннего отрицательного источника тепла (за счет испарения влаги). В этом случае газовый поток быстрее затухает. При обработке опытных данных нами вводился поправочный коэффициент отношения удельных объемов газа в начале и в конце факела к обычным формулам затопленных двухфазных неизотермических струй. [c.122]

Для автомодельных струйных течений несжимаемой жидкости с примерно равным успехом используются расчеты по теории свободного асимптотического пограничного слоя или слоя конечной толщины, а также методы расчета, основанные на интегральных соотношениях. Широко распространен расчет струй и факела, развитый Г. Н. Абрамовичем [Л. 1 ], на основе априорно принятого профиля скорости и др. Большинство из этих методов расчета неприменимы прямо к неавтомодельным течениям. Достаточной ясности нет также и в вопросе об обобщении известных формул Л. Прандтля для турбулентного трения (теория пути смешения) на движение сжимаемого газа. [c.27]

Для расчета газового факела большое значение имеет возможность учета непрерывной деформации профилей скорости, температуры и концентрации, а также переменного поля плотности. Этому требованию в известной мере удовлетворяет расчет газовых струй [c.27]

Таким образом, говоря далее о методе эквивалентной задачи, будем иметь в виду всегда только этот простейший и экспериментально проверенный частный случай (т) и у). Конечно, он далеко не универсален и неприменим, в частности, к течениям типа полуограниченных струй или рассмотренным в четвертой главе кольцевым струям и факелу. Следует также заметить, что метод ограничен также в отношении формы начального профиля скорости, температуры и концентрации требованием сравнительной гладкости начального распределения и его однотипности (т. е. возможности отнесения к затопленной струе или к спутным течениям, но не к обоим сразу). Содержание этого замечания станет яснее из последующего изложения (см. главу четвертую). [c.29]

Как будет показано в следующей главе при сопоставлении результатов расчета с экспериментом, решение в предположении о 1 правильно отражает главные закономерности диффузион ного факела и может служить основой для приближенного коли чественного расчета. Правда, во всех обработанных опытах (см 3-1) заметно систематическое отклонение опытных данных от рас четных (для случая ст = 1), которое является следствием того что и в факеле при ст < 1 перенос тепла происходит несколько быстрее переноса количества движения, профили температуры в поперечных сечениях факела, как и струй, несколько шире профилей скорости, расчетная длина факела (при а=1) меньше экспериментальной. Остается открытой поэтому возможность в последующем численного решения краевой задачи во всей ее сложности, т. е. с учетом различия приведенных координат [c.39]

В связи с некоторой неопределенностью в закономерностях гомогенного факела (учет поля давления, ускорение газа на фронте, о чем говорилось в предыдущем параграфе) отсутствует надежный критерий для выбора метода расчета профилей скорости, температуры и концентрации в гомогенном турбулентном факе (е. Только в результате подробного и тщательно выполненного экспериментального исследования могут быть получены данные, необходимые для уточнения расчетной схемы. При отсутствии таких данных целесообразно, как это сделано ниже, прибегнуть к наиболее простому расчету и с его помощью показать возможность построения подробной картины факела. Таким простейшим расчетным путем-является предположение о сохранении в начальном участке факела того же универсального профиля скорости, что и в струе несжимаемой жидкости. Проиллюстрируем сказанное здесь на примере расчета. [c.138]

Рассмотренный выше расчет был проведен в предположении универсальности профиля скорости в начальном участке струи при наличии фронта пламени. На том же рис. 7-6 для сравнения нанесена также пунктирная кривая, полученная при расчете по методу подобия р для со = 0,2. В этом случае с возрастанием степени перегрева со фронт пламени стремится повернуться по направлению к внешней части струи то же самое получается при увеличении скорости истечения струи и . Первый из этих выводов согласуется с приведенным Г. Н. Абрамовичем в работе [Л. 1 ] результатом. Второй вывод представляется физически правдоподобным. Действительно, до тех пор, пока в турбулентном факеле сказывается влияние нормальной скорости распространения пламени [c.140]

Исследования строения газового факела, образующегося при сжигании генераторного газа в горизонтальной цилиндрической камере с горелкой типа труба, в трубе со снятием полей концентраций, температур и динамических напоров описано в работе ВНИИМТ (Л. 6]. В этой работе указывается, что наиболее интенсивное горение протекает на границе встречи потоков газа и воздуха, где имеют место максимальные величины СО2 и выделения тепла. К концу факела происходит выравнивание концентраций газов и температур. Профили динамических напоров непрерывно деформируются от профилей в выходном сечении горелки до профиля установившегося потока в трубе. Анализируя профили динамических напоров в различных сечениях, авторы приходят к выводу о том, что нет никаких оснований ожидать подобия скоростей в различных сечениях камеры со скоростью на основном участке свободной струи. Далее, сравнивая холодную продувку камеры и горящий факел, авторы приходят к выводу, что горящая и холодная струи имеют одинаковый непрямолинейный профиль. [c.18]

Из теории струй известно, что распределение скорости, температуры и концентрации в поперечных сечениях веерной струи идентично распределению этих величин в плоской струе. Поэтому приведенные выше выражения для профилей и, Т и с в плоском факеле справедливы и для веерного факела, образующегося при истечении топлива из кольцевого сопла. Отличными будут лишь абсолютные значения констант автомодельности и постоянных А, В. и Г. Вследствие этого изменится и конкретный вид выражения, описывающего изменение концентрации топлива на оси факела, а также уравнения, определяющего форму пламени. Они примут соответственно вид [c.45]

Для струи в псевдоожиженном слое, как и для затопленной струи, характерно наличие трех участков с различными законами изменения скоростных полей начального, переходного и основного. Начальный участок факела характеризуется наличием ядра постоянных скоростей и отсутствием в нем частиц слоя. На переходном участке (от начального к основному) помимо размывания струи и снижения ее осевой скорости происходит трансформация скоростного профиля струи от профиля на начальном участке до профиля на основном участке. Закономерности изменения скоростных полей в указанных участках пограничного слоя неодинаковы. [c.10]

При идентичных условиях истечения профили скорости в фиксированных сечениях горизонтальной и вертикальной струй полностью совпадают между собой по всей ширине пограничного слоя газового факела [1, 20, 30]. Некоторое различие в профилях наблюдается только на границе струйного пограничного слоя в горизонтальной струе, в отличие от вертикальной, скорость в этой зоне резко уменьшается до нуля на границе псевдоожиженным слоем. [c.33]

Кривая динамических напоров пересекает нулевую линию под некоторым углом, поэтому у границ струи факела скорости газов приближаются к нулю не асимптотически, как это наблюдается в сечении свободной струи. В этом и заключается отличие профилей динамических напоров в поперечных сечениях свободной струи от факела, ограниченного стенками, на участке, где он еще не заполнил всего сечения камеры. Для остальных участков факела профили практически совпадают, если строить их обычным методом в относительных координа- [c.83]

Совершенно другая постановка вопроса о возникновении неустойчивости течения в факеле предложена в работе [83]. Еще очень давно Рэлей [130] обратил внимание на то, что минимальная длина неустойчивого колебания Я ин в невязкой струе с треугольным профилем скорости или в свободном сдвиговом слое с линейным профилем зависит от поперечного размера области течения (рис. 11.11.2). В невязкой струе течение неустойчиво к воздействию возмущений, длина волны которых превышает Ямин = 1,714D. Для течения в свободном сдвиговом слое (рис. 11.11.2,6) установлено, что X h=4,914Z). На рис. 11.11.2, в показано течение с разрывом скорости в двумерном потоке. Это течение, по данным работы [91], неустойчиво по отношению к возмущениям с любой длиной волны, т. е. минимальная длина [c.116]

При втором подходе стремятся количественно описать поведение течения в целом, а не его детальную структуру. Для этого используются интегральные методы, в которых делается пр ед- положение о форме профилей температуры и скорости, а также об интенсивности и характере вовлечения окружающей жидкости по длине струи. Затем уравнения движения сводятся к обыкновенным дифференциальным уравнениям, которые интегрируются по продольной координате. Более детально такой подход рассматривается в следующих разделах главы применительно к факелам, струям, термикам и восходящим струям с учетом результирующей стратификации окружающей среды. Во всех случаях цель исследований состоит в том, чтобы определить траекторию возникающего течения, захватывающего окружающую жидкость, и проследить за тем, как затухает воздействие выталкивающих сил, вызванных разностью температур и (или) концентраций. [c.170]

Формула (6.9) позволяет лишь ориентировочно вычислить длппу Х П( фузиопного факела, поскольку она не учитывает ряд факторов, влияющих на процесс смесеобразовапия и горения (расширение свободной струи за счет ее нагрева при горении, влияние конвективных токов на смесеобразование, изменение профиля скоростей при наличии в струе фронта пламепи и др.). [c.116]

Наличие сосредоточенного источника тепла — фронта пламени — приводит к заметному изменению распределения температуры и концентрации в факеле по сравнению с распределением при смещении струй инертных газов. Что касается профилей то в затопленном факеле их можно принять идентичными профилям в свободных струях [27]. Это связано с тем, что при достаточно больших значениях стехиометрического комплекса р, отвечающих горению газовоздушных смесей, фронт пламени располагается на периферии факела, где абсолютные значения скорости и плотности потока импульса малы. Поэтому вызванное горением возмущение течения в окрестности фронта (нарушение изобарности и сопутствующее ему ускорение газа) практически не сказывается на профилях ры и в расчете может не учитываться. Не будем учитывать также изменение молекулярной массы реагентов и продуктов реакции, зависимость теплоемкости от температуры и давления. Кроме того, примем, что турбулентное число Льюиса равно единице. [c.66]

Кривые изменения осевой скорости струй, истекающих в нсевдоожи-женный слой из насадок различной конструкции (цилиндрического сонла и сопла, спрофилированного по уравнению Витопшнского), практически совпадают в конце факела и расслаиваются в начале струи. Расслоение кривых в начальных сечениях струй обусловлено, очевидно, различием начальной неравномерности профилей скорости струй и свидетельствует [c.27]

В основу расчета турбулентного факела можно положить любо11 113 известных методов расчета свободных турбулентных струй [7, 8, 18, 19]. Для большинства пз них типично деление струи на отдельные участки — начальный и основной , иногда промежуточный — переходный [8]. На этих участках течение рассматривается как автомодельное (с универсальным профилем скорости, избыточной температуры и т. д. в поперечных сечениях струи). Подобная упрощенная схема весьма полезна в ряде случаев, однако мало пригодна для расчета горения. Дело в том, что фронт пламени формируется вблизи устья горелки, и для его расчета большое значение имеет непрерывная деформация профилей скорости, температуры и т. д. [c.160]

Развитая здесь расчетная схема газового факела, вообще говоря, не связана с каким-либо определенным методом расчета турбулентных струй. Полноценное осуществление ее возможно при наличии такого метода расчета, который допускал бы учет начальных профилей скорости, температуры и концентраций газа и непрерывную 11X деформацию по мере развития струи (и факела). Единственным методом такого расчета неавтомодельных струй является в настоящее время так называемый метод эквивалентной задачи теории теплопроводности. Поскольку этому методу, его обоснованию и опытной проверке уделено много внимания в цитированной монографии [Вулис, Кашкаров, 1965], остановимся только на основных вопросах и на некототрых новых экспериментальных результатах. [c.9]

Весьма интересным было бы дальнейшее применение метода к расчетам сильно закрученной струи, развивающейся в спутных струе или потоке, к расчетам полей температуры и концентрации и т. п. Необходимо получение надежного экспериментального материала по профилям скорости, давления, температуры и нульсационным величинам как в изотермических, так и в неизотермических сильно закрученных струях, а также в горящем газовом и пылеугольном факеле. Представляется существенным распространить развитый метод и к расчетам структуры горящего сильно закрученного факела. [c.25]

Скорость истечения газов будем считать достаточно высокой, чтобы не учитывать влияние свободной конвекции (подъемной силы), но достаточной малой сравнительно со скоростью звука (М<1). Зону воспламенения в факеле будем полагать предельно короткой — локализованной непосредственно возле устья горелки (кольцевого стабилизатора). Заметим, что противоречивость многих опытных данных вызывается чаще всего различием, иногда весьма существенным, в длинах участка факела до вйспламенения. Как и большинство интегральных характеристик, длина факела отражает суммарное влияние различных параметров на аэродинамику факела. Использование длины факела в качестве характерного линейного масштаба позволяет значительно упростить аэродинамический расчет и, что весьма существенно, получить универсальные выражения для определения профилей температуры, концентраций и конфигурации факела. В настоящее время разработан ряд методов, позволяющих определить длину ламинарных- и турбулентных пламен неперемешанных газов для простейших в газодинамическом отношении типов прямоструйного факела [1, 15, 16, 27, 49 и др.]. Этим, однако, не исчерпывается задача. Для различной организации топочного процесса в целом и его аэродинамики, в частности, необходимо исследование горения газа в более сложных, чем изученные к настоящему моменту, видах струйных течений. Многообразие последних определяет целесообразность единообразного подхода к расчету аэродинамики различных типов газовых, пламен. Рассмотрим в связи с этим обобщенную схему расчета длины факела неперемешанных газов, позволяющую на основе данных по аэродинамике свободных струй определить зависимость длины факела /ф от основных параметров [90]. Имея в виду качественное сопоставление результатов, относящихся к плоским и осесимметричным пламенам (ламинарным и турбулентным, свободным и иолуограни-ченным), не будем вначале учитывать изменение,плотности газа в поле течения факела. В дальнейшем (гл. 3, 4) при расчете конкретных типов газовых пламен это ограничение будет снято [c.24]

Измерения температуры. Броди [14] измерил средние темнературы и поглощательную способность частиц сажи на различных высотах ламинарного бутано-воздушного нламени эмиссионно-абсорбционным методом, использовав для этого излучение в области линии натрия. Струя, вытекавшая с очень малой скоростью (0,457 см сек), была окружена кольцевым воздушным потоком, скорость которого (8,23 см сек) выбиралась так, чтобы не было колебаний пламени. Так как в этих пламенах был избыток кислорода, то факел пламени оканчивался на осп струи. Длина видимого пламепи, выходящего из трубки диаметром 25,4 мм, составляла около 115 мм. Зона максимальной температуры находилась па высоте 33 мм над срезом сонла. Максимальное поглощение (концентрация сажи) наблюдалось для того же пламени на большой высоте, приблизительно на расстоянии 56 мм от среза сопла. Это объясняется постепенным расширением профиля температуры по мере увеличения высоты. Вблизи сопла сажа может образовываться лишь в узкой области высоких темнератур, прилегающей к зоне горения. На больших высотах от среза сопла расширение зоны высоких температур создает условия для образования сажи во внутренней части струи горючего газа. [c.314]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология