Факел конечного размера

Из приведенных примеров видно, что рассмотренная выше схема, расчета позволяет в принципе определить длину факела неперемешанных газов для любых типов струйных течений, допускающих автомодельное решение динамической задачи. Что касается расчета длины факела конечного размера, то он мо- [c.28]

О РАСЧЕТЕ ТУРБУЛЕНТНОГО ФАКЕЛА КОНЕЧНОГО РАЗМЕРА [c.34]

Наибольший практический интерес представляет анализ аэродинамики турбулентного факела, истекающего из сопла конечного размера Расчет такого факела может быть выполнен на основе приближенных методов расчета турбулентных струй [1, 26, 34]. Для решения задачи о факеле конечного размера в принципе можно использовать различные расчетные схемы (аналитические и численные), позволяющие описать непрерывную деформацию поля течения. Поэтому при обсуждении общей схемы расчета диффузионного факела конечного размера не будем, как и ранее, конкретизировать методы решения задачи о распространении газовой струи- и зададим распределение плотности потока импульса и вещества в виде некоторых функций координат, отвечающих решению соответствующих задач теории струй [c.34]

Ниже излагается инженерный метод расчета затопленного турбулентного диффузионного факела. Расчет выполнен в приближении аэродинамической теории факела на основе метода эквивалентной задачи теории теплопроводности. В связи с этим в данном параграфе приведены основные положения этого метода, а также эмпирические данные, необходимые для вычислений. В двух последующих параграфах рассмотрена аэродинамика затопленного и спутного факела конечного размера. Здесь же приведено сопоставление расчета и эксперимента, иллюстрирующее возможности применяемого метода. В 4-4 и 4-5 приведен расчет малоизученных типов турбулентных факелов, образующихся при истечении топлива из прямоугольного сопла или из системы осесимметричных сопл, расположенных равномерно вдоль некоторой окружности. [c.61]

В соответствии с опытными данными принимаем [5] две основные схемы расчета струи, обусловленные разным механизмом растекания в слое струйно-фильтрационным течением без нарушения сплошности (цельности) слоя и струйным течением с нарушением сплошности (цельности) слоя и образованием факелов конечных размеров. [c.51]

При анализе струйных течений с образованием в слое факелов конечных размеров возникают две связанные задачи [5, 30, 71, 72]. Первая (внутренняя) задача касается исследования гидродинамики и процессов перемешивания внутри индивидуальных струйных факелов с учетом нали- [c.51]

Ниже приводятся результаты расчетно-теоретического и экспериментального исследования аэродинамики осесимметричного турбулентного факела конечного размера. [c.124]

Таким образом, для факела конечного размера систему уравнений (1) необходимо интегрировать при граничных и начальных условиях, записанных в табл. 1. [c.125]

Наиболее подробно в книге отражены результаты работ, выполненных авторами- и в основном опубликованных за последние десять лет. ПрИ включении в монографию эти работы были пересмотрены и замеченные недочеты устранены. В частности, переработке подвергся расчет диффузионного факела конечного, размера. [c.6]

Рис. 2-1. Схема диффузионного факела конечного размера.

С качественной стороны распределение температуры (максимум на фронте) и концентраций реагентов вблизи фронта пламени, а также распределение скорости в турбулентном факеле аналогичны распределению этих величин при ламинарном диффузионном горении (см. 1-2). Поэтому рассмотренная картина диффузионного факела относится как к турбулентному, так и к ламинарному факелу конечного размера (спутному в общем случае или затопленному — в частном). [c.35]

Строгий количественный расчет диффузионного факела конечного размера крайне сложен. Однако именно эта (неавтомодельная) задача представляет наибольщий практический интерес ей же свойственны наибольщие трудности вычислительного характера. [c.35]

Заметим также, что рассматриваемая задача о плоском фронте пламени в техническом плане представляет собой схематизацию течения и горения в начальном участке осесимметричного или плоского факела конечного размера (в общем случае — спутного). Для обоих течений ( = 1 и = 0) при относительно малой толщине области смешения задачу можно считать плоской. Решим ее методом эквивалентной задачи теории теплопроводности (см. [c.41]

Факел конечного размера [c.48]

Обратимся теперь к более общей и сложной (неавтомодельной) задаче о развитии турбулентного диффузионного факела конечного размера. Значительную часть решения выполним для факела в спутном потоке, однако конечные расчетные выражения и их иллюстрацию приведем раздельно для затопленного факела (и = 0), представляющего самостоятельный практический интерес, и для [c.48]

Наряду с методом эквивалентной задачи теории теплопроводности (который будет использован также в следующей главе при анализе теплового режима факела конечного размера) при расчете турбулентного факела находят применение другие методы расчета теории турбулентных струй [Л. 1 22 и др. ]. Особенно это относится к расчету так называемых автомодельных течений — начального и основного участков турбулентной газовой струи и факела. Среди этих методов известными преимуществами в ряде случаев обладает метод подобия ри [Л. 22], позволяющий использовать для расчета течений сжимаемого газа готовый аппарат и конечные формулы теории автомодельных турбулентных струй несжимаемой жидкости. [c.102]

Воспользуемся для этой цели решенией для случая о = 1 задачи о факеле конечного размера, изложенным в 2-3. [c.124]

Аналитическое решение такой задачи не содержит принципиальных трудностей в том случае, когда приведенные координаты , совпадают, значение ст 1 и переход к физической плоскости течения для всех функций одинаков. При этом фронт пламени, на котором 7 = Гф = onst и с ф = с ф = О, будет не только изотермической поверхностью, но и, с учетом равенства рТ = onst, поверхностью постоянного значения скорости, плотности тока, динамического давления и вообще любой функции Fi. То же самое относится к каждой изоповерхности в эффективном ( , у) или реальном (х, у) пространстве. В физическом плане это сводит задачу к идеализированной, отвечающей расчету при равенстве единице своего рода турбулентного числа Прандтля. Как будет показано ниже, решение такой задачи отражает все важнейшие свойства реального факела. Это обстоятельство определяет целесообразность использования такого приближенного (в физическом отношении) решения задачи о факеле конечного размера. При этом, естественно, игнорируется хорошо известное из экспериментальных данных по турбулентным газовым струям [Л. 22 и несомненно присущее факелу различие в интенсивности переноса импульса и тепла (неравенство ст < 1, если = а ,). [c.39]

Приведенная ранее в работах [Л. 41 42 44] и включенная в (Л. 22] попытка приближенного аналитического решения задачи о турбулентном диффузионном факеле конечного размера (затопленном и спутном) при а ф 1 не является вполне корректной. Вместе с тем она приводит к хорошему согласию с опытом, что подтверждено в экспериментах различных авторов. Это объясняется тем, что при а /fe 1 решение [Л. 41 и др.] учитывает основное влияние этого параметра. Математическая нестрогость — допущение [c.40]

Схема спутного факела конечного размера была показана на рис. 2-1. Пусть в движущийся со скоростью неограниченный поток окислителя (при температуре газа и концентрации g из осесимметричной или плоской горелки размером i/o вытекает струя топлива с начальной скоростью температурой Го и концентрацией Сцо- По обе стороны замкнутого фронта пламени расположены внутренняя зона I (топливо и продукты сгорания) и внешняя зона // (окислитель и продукты сгорания). Решение провоем, как и в 2-2, с помощью метода эквивалентной задачи теории теплопроводности. Поскольку задача о факеле конечного размера неавтомо-дельна (в условия ее входит размерная длина — радиус или полуширина сопла горелки у , безразмерные функции Fi будут зависеть от двух безразмерных координат =% /Уо У — у1Уо в отдельности Fi = Fiil, у). В этом случае, как было указано в 2-1, аналитическое решение неавтомодельной задачи может быть получено в предположении о равенстве единице постоянной а = [c.49]

Для краткЬсти приведем вначале (и то в сокращенном виде) расчет для более простого частного случая затопленнбго факела (от = 0). Заметим при этом, и это относится к любому факелу конечного размера, что замена д/дп д/ду в условии (1-7) приводит к некоторому искажению формы факела в конечной его части. В этом приближении расчетная граница фронта г/ф( ф) и соответственно г/ф (Хф) подходит к оси -V под некоторым отличным от нуля углом, вершина фронта пламени в расчете оказывается эчострениой. [c.51]

Сопоставляя расчетные н опытные данные, видим, что расхождение между ними сравиительно мало и практически близко к точности измерений. Поэтому целесообразно на примере показать последовательность и порядок расчета затоплениого осесимметричного газового факела конечного размера и проиллюстрировать при этом использование вспомогательных таблиц функций, приведенных в приложении. Аналогично можно выполнить расчет плоского факела или спутного (осесимметричного и плоского). [c.74]

Таким образом, расчет дает физически правильную картину явления и позволяет предсказать наблюдаемые в эксперименте эффекты отрыва пламени и обратной посадки его. Наряду с качественным анализом устойчивости турбулентного диффузионного факела конечного размера приведенный расчет позволяет получит1. количественные оценки для конкретных условий. [c.128]