Chang_t3_1973ru (1014104), страница 22
Текст из файла (страница 22)
47. Величина ВЦггВед отложена в зависимости от х(И (17 — диаметр цилиндра, с,в ье д о го в 6 б ш о,л а! О 2 4 6 8 Ю .тггв Ф и г. 48. Результаты намеренна теплового потока !831. — — — расчет по теории ламииарн~и о пограничного слои !61!! — — Расчет по теории турбулентного пограничного ело~, мачннап от точкм идиома контура [бз]. Верен дина режим течении в области отрыва; угол конического Расширении 1б', единичное число Реднольдса ке м = 17,7.10Е число Роди~ падва, вмчислеиное по диаметру тела Кед = З.бб 16'.
х — расстояние вдоль оси модели) и сравнивается с расчетами по методу Рошко ~641 для присоединенного ламинарного слоя, а также по методу Рошко и Такера ~651 для турбулентного присоединенного слоя. Точки отрыва и присоединекия обозначены ха и х„. Как видно из фиг. 47, расчетные н экспериментальные данные 144 ГЛАВА Х1 по влиянию температуры стенки на теплопередачу к изотермической стенке при ламинарном режиме течения в пограничном слое хорошо согласуются между собой.
Тепловой поток минимален немного ниже по потоку за точкой отрыва, и протяженность гс 19 со 9 х 9 н 1й 7 а о Ф к г. 49. Влкянне единичного числа Рейнольдси н угла конического расширения на геометрию области отрыва; теллонзолнрованная стенка [631. 1 — длина области отрыла; Š— угол расширения. области низкого теплового потока весьма мала по сравнению с протяженностью области отрыва.
Тепловой поток резко увеличивался перед присоединением или переходом. На фиг. 48 приведены результаты измерений теплового потока при переходном режиме течения в области отрыва. В етом случае переход происходил задолго до конического расширения в точке хлор.„и тепловой поток к цилиндру перед переходом был несколько больше расчетного для присоединенного пограничного слоя на конусе с углом, равным углу наклона поверхности области отрыва. Ниже точки перехода тепловой поток к цилиядру был существенно меньше расчетного для турбулентного присоединенного пограничного слоя на конусе с углом, равным углу наклона поверхности области отрыва.
545 ТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ Из сравнения фиг. 47 и 48 видно, что при чисто ламинарном отрыве тепловой поток в области присоединения сравнительно невелик, в то время как при отрыве в переходном режиме тепловой поток в области присоединения весьма велик.
О,:6 О,в ч 50 о,в 0,1Я ,в оя 056 1,0 7,2 1/1еи Ф и г. 50. Влияние охлаждения стенки на геометри10 области отрыва; угол ионического расширения поверхности 24' ~631. Ке/и: О 17,7 ° 10ч г 15 10', 0 8,5 10ч Влияние единичного числа Рейнольдса, угла конического расширения и охлаждения стенки на длину области отрыва показано на фиг.
49 и 50. Из фиг. 49 ясно, что с ростом числа Рейнольдса и уменьшением угла расширения длина области отрыва уменьшается. Аналогично предыдущим случаям нагревание поверхности приводит к увеличению 1, а охлаждение — к уменьшению 1 (фиг. 50). Индекс 2 на фиг. 50 означает точку отрыва. 4.2.2. Теплопередача в отрывных течениях, вызванных выемками на осесимметричном теле и плоской поверхности Ларсон ~61! измерил тепловой поток в лзминарных и турбулентных отрывных течениях в выемках на осесимметричных и двумерных телах в интервале значений 0,3 ( М ( 4,0 и 100 ( ( Ве (4 ° 100 Были получены отношения осредненных тепловых потоков для оторвавшихся пограничных слоев и эквивалентных присоеди- 10-ОВЗВ 14е ГЛАВА Х! пенных пограничных слоев, которые сравнивались с результатами расчетов Чепмена !6).
Результаты, полученные для ламинарного пограничного слоя, хорошо соответствовали теории Чепмена в отличие от результатов для турбулентного течения. Тепловой поток достигал максимальной величины в областях присоединения оторвавшегося потока. На фиг. 51 показаны два вида моделей, осесимметричные и двумерные, использованные в данном исследовании. В случае осесимметричиых моделей присоединенный и оторвавшийся пограничные слои имели приблизительно одинаковые Осасиыыамриниыа Обоареваамнм ооаарниаами Ф и г.
й!. Типы моделей [6Ц. а — с нрнсоадпнонным течением; и — о отрминмм тачаннам. средние и граничные (на внешней границе) характеристики течения и площадь. На моделях клиньев образовывались двумерные присоединенные и оторвавшиеся пограничные слои приблизительно с одинаковыми характеристиками течения на внешней границе и площадями. Осредненный козффициент теплоотдачи определялся без использования температуры теплоизолированной стенки по формуле и ЯноинРАвг.) АТ где а,)„„н — полный тепловой поток к нагреваемой части модели, А Вь — площадь нагреваемого пограничного слоя: яР1 — тля осесимметричных, 2Ы вЂ” для двумерных моделей, а — длина нагреваемого пограничного слоя. Определенная таким образом величина Ь эквивалентна обычному определению батиста А на (Тти — Там) 147 ТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ если Ь не аависит от Т,, а в пределах точности опытов Ларсона величина Ь от Т не зависела.
Числа Рейнольдса и Стантона были вычислены по средним характеристикам течения на внешней границе слоя. Ламинарное тиечение Результаты измерений Ларсона приведены на фиг. 52 и 53. С достаточной точностью можно принять„что экспериментальные аначения отношения Ье/Ь» для осесимметричпого течения (отношение среднего коэффициента теплового потока при оторвавшемся 1 Ломонорноо моченое мте Перонов ) 1,О й' ал " о,в о 65 в 10в >в в Ке, Ф н г. 52. Теплоперелача в осесимметрнчном ламинарном течении [61[. ме=з г,а ва ьн о,в в ю' г в 1ев йе» Ф н г. 5ом Теплоперелача в лвумо рвом ламинарном то чении [6Со пограничном слое к коэффициенту теплового потока при присоеди- ненном пограничном слое) не зависят от чисел Маха и Рейнольдса до числа Рейнольдса, при котором начинается переход з области о 148 ГЛАВА Х! присоединения, и хорошо согласуются с теорией Чепмена.
При ббльших числах Рейнольдса отношение йе/гсл растет в области перехода, и отрыв вызывает преждевременный переход. При достаточно больших числах Рейнольдса Вес - 2.10е (Š— длина модели) происходит увеличение, а не уменьшение среднего теплового потока. При М, = 3 и М = 4 влияние отрыва на двумерной модели распространялось фактически на е/а хорды модели, поэтому для сравнения с расчетом следует рассматривать только эту часть поверхности. Следовательно, полного снижения теплового потока на 44% в соответствии с теорией ожидать не следует. Теория хорошо согласуется с экспериментом вплоть до перехода. Кроме того, установлено, что средний тепловой поток в случае оторвавшегося ламинарного пограничного слоя уменьшается в соответствии с теорией Чепмена независимо от площади поверхности нагревателя под оторвавшимся пограничным слоем.
Турбулентное течение Переход перед отрывом вызывался с помощью турбулизаторов, размещенных на передней изолированной части описанных выше осесимметричных моделей. Вычисленные по результатам измере- е,б ае ул гс з и г ме Ф д г. 54. Тепдопередача при турбулентном течении [61]. Ае — средвиа воевфвпиевт теплостдачи ври отрыве пограничного слоя; Ал — средний воееввпиевт теплоотдачи прп беаатрмеяом обтепавии; — — — теория. ний коэффициенты теплоотдачи при постоянном числе Рейнольдса Ве ж 3 ° 10е представлены на фиг.
54. В отличие от хорошего соответствия аксперимента и расчета для ламинарного пограничного слоя получено большое расхождение результатов для турбулентного пограничного слоя при небольших числах Маха. В соответствии с исследованиями Ларсона одной из причин таких расхождений является большое несоот- 249 ТБПЛОВЫБ ЯВЛБННЯ В ОТРЫВНЫХ ТБЧБНИЯХ ветствие температурных потенциалов. В теории Чепмена предполагается, что воздух иа области возвратного течения с малой скоростью попадает в отделившийся пограничный слой при температуре, равной температуре стенки. Если бы зто предположение было правильным, то насадок должен был бы измерить на линии нулевой скорости температуру, равную температуре стенки, однако, согласно измерениям насадком у стенки, разность температур на порядок величины меньше принятой в теории.
По результатам измерений насадками толщина свободного слоя больше половины глубины области отрыва, что также может быть причиной расхождений, поскольку в теории Чепмена предполагается, что толщина относительно мала. Таким образом, теория должна быть модифицирована с учетом возвратного течения. Влилииб числа Рейяольдса Влияние числа Рейнольдса на теплопередачу при ламинарном и турбулентном течениях показано на фиг. бб, на которой представлены аависимости среднего числа Стэнтона 81 от числа Рейнольдса Веь. При ламинарном течении, как присоединенном, так и с отрывом, зависимость от числа Рейнольдса (Оь~ Ве ь'1) совпадает Я1 3 в ю' в б 6 1 з 6 Э 466 6106 66 6164 2 яе "Е1 6 6 4 з Юа 3 4 б Ф и г. 55. Вяияиве числа Рейнояьдса ]6П. ЛавнваРНОЕ тЕЧЕНВЕ: О М 3.1; Г М 4,0;! — бвнттРЫЕНОЕ ТЕЧЕНИЕ, 81 «т ВЕ 6 отрывное теченве, 816 е Ке 1 е.
Ттрбтлентное точеное: М 2,6; 3 — безотрыв-на е ное теченве, 81 ее ке ь 'е' 4 — отрывное теченве, 818 ее Йеь6. с хорошо известной зависимостью для првсоединенного пограничного слоя. Таким образом, влияние отрыва на теплопередачу не зависит от числа Рейнольдса. В случае турбулентного течения, 150 ГЛАВА ХГ однако, %А с з Вес ' для присоединенного и 01в с: Вес ' для отрывного течения. Следовательно, снижение теплового потока вследствие отрыва увеличивается с ростом числа Рейнольдса. Распределение теплового потока вдоль модели На фиг. 56 и 57 представлено распределение теплового потока в отрывных ламинарных и турбулентных течениях в виде зависи- г,о г,б г,о Ч 1,5 1,О О,б о аао 1о о ого 1о о або 1о х/А х/1. л/г Ф и г.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
