Автомодельность турбулентной струи

В этих формулах (полученных И. Л. Вулис и автором) первые члены характеризуют градиентный перенос, вторые (одного порядка величины с первыми) — конвективный за счет поперечной скорости. В простейших случаях (автомодельные струи — источники) расчет по этим форму лам дает тот же результат, что и по известным формулам Прандтля теории пути смешения. В общем случае их достоинство в применимости к не автомодельным течениям (в том числе сжимаемого газа, для которого выражения и по существу, неизвестны даже и для автомодельных турбулентных струй). [c.14]

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]

Заметим, наконец, что в условиях применимости приближенного метода не фигурирует предположение об автомодельности. Поэтому функция (3.53) может быть использована в качестве первого приближения для плотности вероятностей во вполне турбулентной жидкости и на краю неавтомодельных турбулентных течений. Сформулированные выводы оправдывают предложенный в 3.5 приближенный метод определения плотности вероятностей концентрации и коэффициента перемежаемости в турбулентных струях. [c.127]

Для расчета турбулентного диффузионного факела могут в принципе применяться любые расчетные методы, развитые в теории турбулентных струй [Л. 1 22]. Все они основаны на так называемых полуэмпирических теориях турбулентности [Л. 94 и др. ]. Поэтому от аналитически замкнутого расчета ламинарных струй и факела (см. 1-2) их отличает необходимость введения некоторой эмпирической ин( юрмации, заимствованной из эксперимента. В простейших случаях автомодельных течений речь идет об одной-двух опытных константах, в сложных случаях объем сведений, необходимых для создания замкнутой системы расчета и возможности сопоставления с опытом, неизбежно возрастает. [c.27]

Для решения используем наиболее простой метод расчета автомодельных неизотермических турбулентных струй по схеме подобия ри [Л. 22]. Уравнения стационарного плоского свободного турбулентного пограничного слоя, записанные в переменных 11, Кит. д., принятых в методе подобия ри (см. 5-2), имеют вид [c.110]

Отличительной особенностью турбулентных свободных струй является отсутствие твердых границ потока, а следовательно, и ламинарного подслоя, что дает возможность полностью пренебречь влиянием вязкости и объяснить автомодельность струйных течений — независимость от критерия Рейнольдса в широком диапазоне его изменений. [c.79]

Однако и в этом случае зависимости (60) и (61) удается обосновать. Их можно получить теоретическим путем, если учесть нарушение локальных автомодельных связей между коэффициентами турбулентной вязкости, а также диффузии, и осредненными параметрами потока. Дело в том, что при наличии спутного потока (и Ф 0) согласно автомодельной теории коэффициенты вязкости и диффузии по длине струи должны уменьшаться, а в действительности, как показывают опыты, значения этих коэффициентов на очень протяженном участке струи (до х (200—400) бо) не изменяются. Данный факт объясняется тем, что возмуш ения сносятся по потоку, т. е. влиянием его предыстории. [c.393]

Для газовых и некоторых комбинированных горелок характерно перемешивание турбулентных газовых струй с турбулентным потоком воздуха. При этих условиях силы сопротивления определяются не молекулярной вязкостью, а турбулентным переносом. Как известно, процесс перемешивания в области больших чисел Рейнольдса является автомодельным. Так как при сравнительно больших скоростях истечения значения чисел Аг, определяющих неизотермическое истечение, малы, то процесс перемешивания практически зависит только от следующих величин [c.117]

Исследования сложных случаев перемешивания потоков в технических устройствах и, в частности, в топочных камерах показывают, что при турбулентном режиме течения картина распределения концентраций в них не зависит от числа Ке в очень широких пределах его изменения. Свободная струя по распределению концентрации примесей также обладает свойством автомодельности. [c.98]

При анализе подобия протекания процессов в камере сгорания ГТД можно исходить из схемы на рис. 1. Зона реакции формируется отчасти внутри границ раздела между отдельными потоками воздуха, подводимого через фронтовое устройство и боковые отверстия, и потоком первичной смеси, получающейся в результате испарения и газификации топлива в продуктах горения циркуляционной зоны. Газифицированное топливо и кислород воздуха в условиях автомодельности течений притекают в эту зону под влиянием турбулентных пульсаций. Внутри боковых границ зоны турбулентного смешения происходит дробление горючего и воздуха на отдельные малые объемы, которые теряют свою индивидуальность вследствие молекулярной диффузии, в особенности в последние моменты своего индивидуального существования, когда масштаб дробления становится особенно малым. В итоге внутри границ раздела образуется горючая смесь (стехиометрического состава), которая сгорает на некотором протяжении, определяемом скоростью молекулярной диффузии и скоростью химических реакций, с одной стороны, и скоростью движения смеси — с другой. Турбулентные моли воздуха, сносимые потоком первичной смеси с радиальных струй воздуха сгорают также по микродиффузионной схеме внутри основного потока. Таким образом, зона реакции формируется как на границе раздела потоков воздуха и первичной смеси, так и внутри потока [c.216]

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]

Используя полуэмпирическую теорию турбулентности Прандтля, представление о пути турбулентного перемешивания удается показать, что течение в начальном участке турбулентной затопленной струи автомодельно, распределение скоростей в струе универсально. [c.276]

Так как турбулентная струя обладает свойством автомодельности, а коэффициент турбулентной диффузии пропорционален скорости истечения и диаметру сопла WodQ), то положение зоны воспламенения и горения, определяемое как геометрическое место точек, где образуется смесь стехиометрического состава, при горелке данного размера не должно зависеть от скорости истечения. Равно и длина зоны воспламенения не должна зависеть от скорости истечения. При подсчете в калибрах диаметра при данном топливе она должна бы,ть одинаковой для горелок различных размеров. При этом остается лишь зависимость относительной длины зоны воспламенения от стехиометрического числа и концентрации кислорода в окружающей среде, т. е. [c.159]

Влияние вынужденных пульсаций отчетливо проявляется в области относительно малых значений х, отвечающих начальному и переходному участкам. На значительном удалении от сопла распределение средних и пульсационных величин (включая спектр пульсационной энергии) приобретает типичный для свободных турбулентных струй вид. В этой области течения наблюдается подобие профилей средней и пульсационной скорости, а также напряжения турбулентного трения (рис. 7-13). В обоих случаях (движение с естественным и повышенным уровнем турбулентности) > автомодельность средних величин наступает значительно раньше, чем пульсационных. Так, например, при Sh = 0 [c.166]

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]

Как отмечалось (см. [7, 20]), для расчета турбулентных струй со сложным начальным профилем заслуживает внимания переход к эквивалентной задаче теории теплопроводности, предложенный для автомодельных задач несжимаемой жидкости Рай-хардтом [21 ] и др. В основу его кладут обычно внешнюю близость профиля скорости в поперечном сечении струн и распределения температуры, полученного из решения уравнения теплопроводности. [c.160]

Здесь X = X х) — условная координата в приведенном (фиктив--ном) пространстве координат т—у (в общем случае в пространстве т — ф, но для задач о турбулентных струях ф — у). Предполагается, и это широко подтверждено опытом, что решение простого и хорошо изученного уравнения (3) может быть сопоставлено с решением системы (1—2) при соответствующей связи координат X = X (х). Аналогичные уравнения можно нанисать и для потока теплосодержания д Ср и АТ и др., однако для сведения решений к действительным потребуется иная, отличная от динамической задачи связь между координатами тих. Практически эта связь заимствуется из эксперимента, например, из сопоставления опытной и теоретической, полученной при решении уравнения (3) закономерности изменения динамического напора (или теплосодержания — для тепловой задачи) по оси струи. После приведения в соответствие координат т — х профили скорости, температуры и т. д. в поперечных сечениях струи, полученные из решения уравнения (3), совпадают с опытными. На долю эксперимента остается сравнительно мало (для автомодельных течений, как обычно, — одна эмпирическая константа). [c.161]

К настоящему времени на основе многочисленных экспериментальных и теоретических исследований в основном сложилась нолу-эмпирическая теория турбулентных струй, опирающаяся на закономерности автомодельных движений несжимаемоей жидкости. Однако ограниченные возможности этой теории не могут в полной мере удовлетворить непрерывно растущую потребность современной техники в решении новых задач, связанных с неавтомодельными течениями, смешением сжимаемых газов, а также со сложными формами струйного взаимодействия с потоками и различного рода препятствиями. Этим и объясняется большой интерес к исследованию сложных турбулентных течений газа, который стал особенно заметен в последнее время. [c.26]

Что касается условий формирования затопленных струй на модели, то, как известно, струи эти автомодельны по отношению к критерию Рейнольдса, по крайней мере, до тех иор, пока поток в подводящем насадке остается турбулентным. В условиях опытов скорость воздуха в выхлопной шахте на модели составляла около 8,5 м/сек. Диаметр ее 0,01 м, температура 20° С, кинематическая вязкость 15,5x10" м 1сек, соответствующий критерий Рейнольдса 10 = 5500, т. е. режим движения еще турбулентный. [c.52]

Он применил методы подобия, использованные для решения задачи о турбулентном течении в плоских и осесимметричных струях и Шлихтингом [87] для решения задачи о ламинарном течении. Рассматривались выталкивающая сила и автомодельная форма распределения температуры. Решение Зельдовича не допускало появления составляющей скорости, нормальной плоскости симметрии факела. Но, используя условия, состоящие в том, что все члены уравнения движения в проекции на ось х имеют одинаковый порядок величины и что поток тепла от источника пересекает нормально любую горизонтальную плоскость, он получил выражения для распределений скорости и температуры в плоском и осесимметричном случаях как для ламинарного, так и для турбулентного течения. [c.107]

Вследствие автомодельности течения в пограничном слое турбулентной неизотермической двумерной струи лучи, исходящие из обреза щелевой горелки, являются линиями равных безразмерных температур, концентраций горючего и кислорода и равных относительных скоростей. Поэтому расчет горения монодисперсной пыли в двумерном факеле можно свести к расчеау ее вдоль этих лучей с учетом турбулентного тепло- и массообмена в процессе горения между лучами в поперечном направлении к оси струи. [c.361]

Рассмотрим вначале схему расчета аэродинамики горения применительно к автомодельным свободным струйным течениям. Учитывая то, что методы расчета неизотермических струй (плоских и осесимметричных, ламинарных и турбулентных) существенно отличаются друг от друга, ограничимся первоначально анализом простейшего случая р = onst. В дальнейшем (гл. 3 и 4) при расчете конкретных типов ламинарных и турбулентных газовых пламен учтем изменение плотности в поле течения факела. [c.31]

При развитом турбулентном движении, когда силы сопротивления определяются не молекулярной вязкостью, а турбулентным переносом, перемешивание струй, развивающихся в потоке, должно быть автомодельным в области больших чисел Рейнольдса (Re). В газовых горелках как раз имеет место перемешиваиие турбулентных газовых струй с турбулентным потоком воздуха. [c.150]

Автомодельность профилей скорости и избыточной концентрации на основном участке плоских и осесимметричных затопленных струй и слоев смешения не только экспериментально установлена, но и следует из существования автомодельного решения уже приведенных уравнений погранслойного приближения свободных турбулентных течений, дополненных соответствующими гранич-ными условиями (например, при у = О dWx/dy = О, дс/ду = О, = 0 при у = оо Wx = О, с = 0) и прандтлевскими реологическими гипотезами. Формулировка задачи записывается в соответствующих автомодельных переменных. Для плоской струи-источника [c.211]

Исследования турбулентности и структуры потока в цилиндрическом туннеле с внезапным расширением, проведенные М. И. Седелкиной [62], показали, что полная автомодельность потока наступает при Ке ЗО 10 . Установлено, что максимальная интенсивность турбулентности у продольной и поперечной составляющих скорости потока достигается около границы между транзитной струей и рециркуляционной зоной и составляет здесь соответственно 80 и 60 % В конце туннеля по оси потока эти значения уменьшаются до 22 и 16,5%. В обратном токе рециркуляционной зоны они примерно постоянны по всей толщине и равны 18—25 и 10—18%. Полученные характеристики турбулентного потока позволили найти зависимость вре-, мени пребывания частиц газовоздушной смеси в зоне рециркуляции от размеров туннеля и скорости потока [c.172]