Турбулентное смешение газов в пограничном слое

На каждый из упомянутых выше механизмов потерь оказывают влияние свойства топлива и конструкция камеры сгорания. Хотя теоретический удельный импульс системы определяют термодинамические и кинетические характеристики, степень его достижения обусловливается и газодинамическими эффектами. Дробление и испарение капель в основном определяют полноту сгорания и оказывают лишь второстепенное влияние на кинетические потери и потери в пограничном слое. Распыливание топлива определяется конструкцией форсунок и смесительной головки, тогда как скорости испарения зависят от конструкции камеры сгорания и свойств компонентов топлива. С точки зрения экономичности оптимальной является смесительная головка, обеспечиваюш ая такое распыление компонентов топлива, при котором они испаряются с одинаковой скоростью, а испарение завершается в одном поперечном сечении камеры сгорания. Камера при этом должна обеспечить достаточно большую относительную скорость Av между газом и каплями, чтобы полностью испарить последние на располагаемой длине. Характер изменения v по длине камеры определяется в значительной степени коэффициентом сужения камеры сгорания Лк/Лкр. Другими факторами, влияющими на распыление топлива, являются перепад давления ка форсунках, начальный размер капель, устойчивость внутрикамерного процесса, характер соударения струй, свойства топлива, самовоспламеняемость и турбулентность газов в камере. Распределение топлива в факеле распыла определяет влияние качества смешения компонентов [c.169]

Исследование формирования облака частиц в турбулентном пограничном слое, возникающем за лидирующей УВ, было продолжено в работе [10]. Концентрация пыли, изменяющаяся за время наблюдений на несколько порядков, определялась по ослаблению излучения гелий-неонового лазера. Пыль помещалась в кювету длиной 300 мм (к сожалению, глубина ее не сообщается). Верхняя поверхность слоя сглаживалась заподлицо с нижней стенкой ударной трубы. Измерения концентрации частиц проводились в сечении на расстоянии 280 мм от передней кромки кюветы на различных высотах от дна ударной трубы. Профили концентрации были аппроксимированы экспоненциальными функциями, зависящими от времени для чисел Маха инициирующей УВ М = 1.1, 1.18 и 1.29. Аналогичные профили получаются в теории пневматического переноса в турбулентном течении двухфазной смеси в трубе. Эта теория основана на гипотезе пути смешения Прандтля. Для теоретического анализа турбулентного смешения слоя пыли с газом в данной работе использована математическая модель [11], описывающая процесс поднятия пыли на основе уравнения турбулентной диффузии. Исходными параметрами служили коэффициент диффузии в направлении, перпендикулярном оси ударной трубы, ку = ку (i), а [c.188]

В камере всасывания вышедшая с большой скоростью струя рабочего пара (обычно более 1000 м/сек) встречает частицы холодного пара, имеющие сравнительно с рабочим паром незначительную скорость, и увлекает их. Механизм увлечения холодного пара в эжекторе еще недостаточно изучен. В свете современной теории турбулентного течения свободных струй жидкостей и газов процесс увлечения представляется как результат передачи импульса от выносимых за пределы струи частиц рабочего пара к частицам окружающей среды (холодного пара) с которыми они входят в соприкосновение в пограничном слое. Получая импульс, частицы холодного пара приобретают большую скорость и присоединяются к струе. В результате обмена импульсами между струей рабочего пара и окружающим ее холодным паром средняя скорость струи падает. В диффузоре, в суживающейся его части, называемой также камерой смешения, процесс смешивания рабочего и холодного пара заканчивается и начинается процесс повышения давления за счет дальнейшего уменьшения скорости потока, уже включающего рабочий и холодный лар. [c.14]

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]

При истечении газа из профилированного сопла строго по направлению оси X, при параллельности спутного потока и струи давление во всем пространстве, занятом факелом, можно считать постоянным. Если вблизи устья горелки установлено стабилизирующее устройство (например, тонкий кольцевой стабилизатор, размерами которого и влиянием на течение можно пренебречь), то в турбулентном пограничном слое — области смешения, образованной параллельными потоками топлива и окислителя,— установится устойчивый стационарный фронт пламени. Фронт этот начнется вблизи кромок сопла (точнее — у стабилизатора). Вначале он несколько расширится, а затем на сравнительно большом расстоянии (порядка десятков и более калибров) сузится и, наконец, сомкнется на оси факела. [c.34]

На рис. 4-3 нанесены также для сравнения (пунктир) данные, относящиеся к случаю одинаковой плотности газа (со = Р2/Р1 = 1). Эти данные, согласующиеся с результатами других авторов [Л. 7 8], характеризуют отличие в интенсивности смешения изотермических и неизотермических струй. По порядку величины оно невелико и (как у затопленных и спутных струй) может быть объяснено в первую очередь различием в уровне начальной турбулентности. В случае истечения струи при > 1 (см. рис. 4-3), т. е. тогда, когда значение ри на оси струи меньше, чем на периферии, наличие максимума динамического давления на оси объясняется влиянием внешнего пограничного слоя. [c.85]

Рассмотрим условия, при которых возможно стационарное горение на фронте пламени в плоскопараллельном свободном пограничном слое при смешении турбулентной газовой струи (топлива) с неподвижным воздухом (окислителем). Схема факела представлена на рис. 6-1. В соответствии с квазигетерогенной схемой явления примем, что на поверхности бесконечно тонкого фронта пламени протекает химическая реакция с конечной скоростью. Будем считать также, что поверхность горения наклонена под малым углом к оси х, что характерно для горения газа в струйном пограничном слое. [c.109]

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]

Подобная оценка интенсивности смешения неизотермических струй впервые применена И. Б. Палатником, который показал, что зависимость (2) имеет экстремум при пхриг = 1 [Вулис, Па.латник, 1961]. Как видно из рис. 4, а, эта закономерность наб.т1юдается и в наших опытах. Однако в виду того что нами исследовались концентрические струи конечного размера, указанная закономерность имеет место лишь до 6-го калибра, т. е. до тех нор пока изменение температуры на оси определяется смешением смежных потоков. После 6-го калибра струя становится единой и интенсивность смешения определяется мощностью турбулентных пульсаций наружного пограничного слоя. Поэтому значение температуры в этой области течения характеризуется относительным начальным перегревом А Г [см. формулу (1)] всей системы струй. Таким образом, на конечной стадии более нагретой окажется та струя, которая несет относительно большее количество горячего газа (/При < 1). Как видно из рис. 4, а, максимум АТ J АТ о после 6-го калибра действительно смещается в сторону уменьшения параметра /Ири (увеличения начального количества горячего воздуха). Эти результаты, как и данные И. Б. Палатника (рис. 4, б), получены при одном и том же отношении начальных температур внутренней и внешней струй (со = 3). Поэтому мы [c.33]

Для иллюстрации принципиальных особенностей теоретических исследований две задачи будут рассмотрены несколько более подробно. Сначала в 3 ) будет рассмотрена задача Эммонса — задача о горении плоской поверхности топлива, имеющего заданную температуру, в потоке окислителя. Метод Шваба — Зельдовича здесь оказывается весьма удобным, поскольку рассматривается течение предварительно неперемешанных горючего и окислителя. Затем в 4 будет рассмотрена задача Марбла — Адамсона [ ] — задача о воспламенении потока предварительно перемешанной горючей смеси в зоне смешения с текущим параллельно потоком нагретого негорючего газа. Помимо других результатов, в этой задаче из уравнений пограничного слоя с химическими реакциями будет получено уравнение для определения собственного значения скорости ламинарного пламени (пункт ж 4). Будет дан также очень краткий обзор других работ, в которых рассматривается вопрос о пограничном слое с химическими реакциями, например, о пограничном слое у критической точки, о пограничном слое с абляцией и более сложными поверхностными процессами, о турбулентном пограничном слое, о стабилизации пламени плохо обтекаемыми телами и т. д. (пункт е, 3 нункт и, 4 пункт к, 4). [c.383]

Как указывалось, под турбулентным фронтом пламени следует понимать осредненное во времени местоположение зоны, в которой осуществляются химические реакции. Зона эта зани-А1ает всегда весьма малую долю области смешения газов. При ламинарном горении это объясняется свойством экзотермических реакций, согласно которому сгорание основной части горючего происходит при температуре, близкой к максимальной. В случае турбулентного факела интенсивный турбулентный обмен приводит к заметному расширению (сравнительно с ламинарным течением) как всего струйного пограничного слоя (области смеше-ыия), так и расположенной внутри него зоны горения. Соотношение между ними сохраняется при этом примерно тем же. [c.159]

Наличие или отсутствие минимума в зависимости Н = f(Ax/D) позволяет высказать некоторые соображения, суть которых состоит в следующем. При варьировании диаметра цилиндра в процессе сложной эволюции структуры ре-лаксирующего пограничного слоя могут реализоваться по крайней мерс два режима обтекания цилиндра. Они проявляются в том, что при относительно небольшом значении D увеличение уровня турбулентности в пограничном слос происходит преимущественно в пристенной области течения (см. рис. 5.35, а), поэтому максимум генерации энергосодержащих вихрей приходится именно на эту область. К тому же приток масс газа из внешней части течения к стенке (вследствие расширения слоя смешения) не столь активен. Поэтому воздействие этих масс в плане увеличения скорости пристенных слоев относительно невелико, что сдерживает резкое падение параметра неравновесности G, а, значит, и Я. В комплексе это приводит к тому, что восстановление равновесного состояния в этом случае затягивается, а сам релаксационный процесс будет стремиться к асимптотическому виду. [c.300]