Chang_t3_1973ru (1014104), страница 23
Текст из файла (страница 23)
56. Распределение теплового потока по длина модели, ламинарное течение, М = — 4, [[сь = 0,4 10а [61[. 1 — отрывное течение; г — првссвдввсвнсв течение. Ь длани модели. 2,5 2,0 с 1,5 6 1,о аб 0 0,5 1,0 0 Дб 1,0 О 0,5 1,0 х/1. х/5 х/А Ф и г. 57.
Распределение теплового потока по длине модели, турбулентное течение, М = — 2,6, [[вь = 3 ° 10а [6Ц. ! — отрывное течение; г — присоединенное тсчсннв. Ь вЂ” длвпа модели. мости отношения местного теплового потока к среднему тепловому потоку д/Я от относительного расстояния х, отсчитываемого от точки отрыва вниз по потоку [641. В отрывном течении тепловой поток достигает максимума в области присоединения, причем в окрестности этой области ТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ 151 тепловой поток очень быстро растет в отличие от присоединенного течения, при котором тепловой поток максимален вверх по потоку от поверхности нагревателя. Местный тепловой поток быстро уменьшается вниз по потоку и затем остается постоянным. Такой характер изменения теплового потока одинаков для ламинарного и турбулентного течений. Переход в свободных пограничных слоях при температуре стенки, меньшей температуры теплоиголированной стенки Ларсон приводит некоторые результаты экспериментального исследования влияния числа Маха и температуры стенки на число Рейнольдса перехода в свободных пограничных слоях.
По определению Ларсона, число Рейнольдса перехода в отрывном течении ое 1 з цЦ о т т =Ч б з Ее г г ое в б б з о 1 з г в б м Ф и г. 58. Переход в свободных лаыинарных пограничных слоях [61!. есть максимальное число Рейнольдса, вычисленное по длине свободного слоя Г, при котором переход происходит сразу за точкой присоединения (фиг. 56). При постоянном числе Маха М охлаждение стенки приводит к уменьшению числа Рейнольдса перехода в свободных пограничных слоях.
Это дестабилизирующее влияние охлаждения стенки противоположно стабилизирующему влиянию на присоединенные пограничный слой, наблюдаемому при умеренном охлаждения стенки [66, 67!. Стабилизирующее влияние числа Маха и дестабилизирующее влияние температуры (Т„( Т,„) наблюдалось также во всех экспериментах. г!сследования теплопередачи в выемке !55) Введенная в гл. 1 «модель массообмеев» Харвата и др. )55! может быть полеана для физического объяснения механизма тепло- передачи для течения в выемке.
В экспериментальных исследо- 'гой гллвя хг ваниях систематически варьировались следующие параметры: число Маха внешнего течения, отношение длины к глубине выемки, отношение толщины пограничного слоя перед выемкой к глубине выемки (при турбулентном течении), отношение толщин теплового и динамического слоев и, наконец, геометрия внутренней границы области отрыва. Ограниченное число опытов с той же самой моделью при дозвуковых скоростях дает основание считать, что в общем нет существенных различий в теплопередаче для дозвукового и сверхзвукового течений, за исключением того, что переход от «открытой» каверны к «замкнутой» происходит более плавно и величины Ий' (х. — длина выемки, Ь' — ее глубина) в среднем меньше, чем при сверхзвуковом течении.
Экспериментальные исследования теплопередачн в выемке были проведены при М = 2,9 и турбулентном пограничном слое с профилем скорости перед отрывом х/т степени. Эквивалентное число Рейнольдса для плоской пластины было равно 1,5 10«, а отношение толщины пограничного слоя к высоте уступа было приблизительно равно 0,4. Модель, собранная из теплонзолнрованных взаимозаменяемых элементов (секций) из нержавеющей стали, показана на фиг.
59. Давление торможения в аэродинамической трубе было равно атмосферному, а температура торможения составляла от 10 до 316'С. Во всех экспериментах величина Ь после отрыва уменьшалась по сравнению с соответствующей величиной перед отрывом и увеличивалась перед областью присоединения и за ней. В среднем тепловой поток ко дну выемки составляет 50 †12 от теплового потока в присоединенном течении эквивалентной длины. Диффузия тепла. Харват и др.
количественно исследовали диффузию тепла при отрывном течении в выемке. Несколько поляр диффузии тепла для разных высот над дном выемки представлено на фиг. 60 '). На фиг. 60, а видны поляры, ориентированные вверх по потоку, которые принадлежат к приданному слою.
Течение в етом слое неустойчиво и меняет направление, что подтверждается наличием меньших поляр, ориентированных вниз по потоку, Размер основной поляры увеличивается до расстояния 1.66 мм над дном, что свидетельствует об уменьшении скорости. На высоте приблизительно 2,54 мм размеры поляр, ориентированных вперед и назад, почти одинаковы; следовательно, в потоке нет преимущественного направления течения. Высота, на которой наблюдалось зто явление, приблизительно совпадает с высотой, на которой не было обнаружено динамического давления. Над этим слоем наблюдался г] Поляры дают равности температур потока, намеренных не одинаковых расстояниях, но при различных угловых положениях термопары относительно нагретой и венагретой про»олоии.— Прим.
ред. ГЛАВА Хт ветствии с исследованиями диффузии тепла в центральном сечении существуют три слоя: слой неустановившегося слабого возврат ного течения вблизи дна, в среднем направленного вверх по потоку; буферный слой, характеризуемый сильным течением с периоди Направление лонгина Гриниди всем то ! деятрилснил линии еысмяи Маоинпаб го'с ! но еагммми Ог и г. ЕО. Поляры диффуаии тепла на средней линии выемки и рваных расстояниях от диа У, фМ = 2,8, ЫА' = 9 (55]. а — слой асееретного точеная; б — буферный слой. П р им ее ен не. Все раамсры даны е меллнмстрах.
ческим изменением направления без определенного расхода массы, и слой смешения. Теллолередача. Были проведены два вида опытов: в одном из них воздух подогревался, а стенка охлаждалась (стандартная схема), в другом воздух имел температуру торможения окружающей среды, а стенка нагревалась (насыщенным паром при температуре 150' С). На фиг. 61 — 63 приведены распределения НТЬр Индекс т' относится к плоской пластине, пограничный слой считается присоединенным на расстоянии двух — пяти глубин выемки до отрыва.
Коэффициент Ну определялся по формуле 1= Тою Тш Тем Ты г 1,2 14 0,2 Ф и г. 61. Распределение теплового потока по дну выемки при различных аначениях Ь/Ь', М = 2,9 [55). а — тонкий псгранкчный слой перед выемкой; б — толстый погреннчный слой перед еыемксй. 2,0 14 1,22 1,2 О,В 0,4 0,4 Ф и г.
62. Относительный коэффициент теплоотдачи (минимальный, максимальный и на расстоянии л)5 = 0,7) в зависнмости от ь)И' и М (осредненные данные всех опытов) [55). а — тонкий псграннчкый слой; б толстый погреннчный слой. 12 Ь/Ьг 1,0 од 0 О2 йе П Об 1,О еЮ 1,0 1г Ьг 0 2 4 б, В Ю 12 'е)Ь' а 0 0,2 0,4 0',б о,б 1,0 т/Ь 6 О 2 4 б В, 10 12 Ре ь/ь' б 156 ГЛАВА Хг где Ь' — постоянная, зависящая от геометрии модели и теплопроводности материала стенки; Т, — температура в выемке. Коэффициент Ь определялся по формуле т„— т Ь=йместв т т е «ет и где Т, — температура восстановления перед отрывом. Эта формула позволяет обойтись беэ коэффициента восстановления для области отрывного течения, величина которого неизвестна. На фиг.
61 показано распределение отношения коэффициентов теплоотдачи ко дну прямоугольной выемки при М = 2,9 и рааличных значениях ИЬ' для тонкого и толстого пограничных 54 тс ь 'т од О.б о,г б б Ю 12 !4 ь/а' Ф и г. 63. Средний относительный козффициент теплоотдачи ко дну выемки в зависимости от числа Маха и 5/и для тонкого и толстого пограничного слоев (55Ь слоев. Отношение Ь/Ьг меньше единицы в точке отрыва, минимально в первой половине выемки и больше единицы на задней стенке. Оно увеличивается с ИЬ' у задней стенки, но уменьшается вблизи точки отрыва.
Минимальная величина Ь/Ьг уменьшается с ростом х./Ь', причем минимум смещается в сторону меньших значений х/х (х — расстояние по горизонтали от передней стенки). При ИЬ' = 9 образуется «плато» в центре выемки, обусловленное началом присоединения потока. Влияние б/Ь' (б — толщина пограничного слоя непосредственно перед выемкой) состоит в смещении кривой в сторону больших значений Ь/Ьг с увеличением б/Ь', причем кривые остаются качественно подобными. На фиг. 62 157 ТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕННЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ приведена зависимость |~Ь1 от М и ИЬ'. Кривые соответствуют постоянным хИ, за исключением кривых «мянимума».
Е1а общий уровень кривых ЫЬ1 число Маха М оказывает слабое влияние, оно более заметно в толстом пограничном слое, особенно в сечении на расстоянии 70% длины выемки. В тонком пограничном слое зто сечение находится еще в области низкого теплового потока, но в толстом пограничном слое уже сказывается влияние роста теплового потока в области присоединения и это заметно отражается на среднем тепловом потоке ко дну выемки. На фиг.
63 представлен средний тепловой поток Ь(Ь~ ко дну выемки. В случае тонкого пограничного слоя область отрыва «экранирует» стенку, снижая тепловой поток вдвое, в отличие от случая толстого пограничного слоя, причем переход от тонкого слоя к толстому происходит при б/Ь' ж 1. Влияние числа Маха слабее и скорее отражает влияние иаменения 9Ь', чем самого числа М . Влияние охлаждения турбулентного пограничного слоя в интервале температур от — 18 до — 85 С (что соответствует Т„!Т, = = 0,96 — 0,75) на отрывное течение было экспериментально исследовано Чернецки и Синклером (68) при М = 1,61 в интервале чисел Рейнольдса от 11,6 10» до 34,8 10«, вычисленных по расстоянию от носка модели до точки отрыва и условиям в невозмущенном потоке. Результаты показывают, что влияние теплопередачи на пик давления, свяванный с отрывом на теле вращения, очень слабо сказывается или почти не сказывается на угле наклона скачка уплотнения, вызываемого отрывом.
Изменение условий теплообмена на стенках сверхзвукового сопла Лаваля за счет изменения температуры торможения не оказывает существенного влияния на отрыв (69). 4.2.3. Теплообмен вблизи цилиндрических выступов Был измерен тепловой поток к стенке осесимметричного сопла в окрестности выступающих прямого и наклонного цилиндров при гиперзвуковой скорости, М = 6,6 давлении торможения 42 кгс/см», температуре торможения от 810 и 890 К, числе Рейнодьдса Ве/и от 1,44 10' до 1,7 10' и температуре стенки ниже 350 К (70]. Цилиндры имели размеры порядка толщины невозмущениого пограничного слоя (3.5 см).
толщина вытеснения составляла 1,37 см, а толщина потери импульса 0,14 см, так что весь цилиндр или его основная часть была погружена в пограничный слой, который первоначально был турбулентным. Средняя температура цилиндров составляла от 470 до 560 К. Коэффициент тепло- отдачи Ь определялся по формуле Ь = д~(Т, — Т„), 7ВЗ ГЛАВА Ху где д — плотность теплового потока к стенке, Т„и Тщ — температуры торможения и стенки соответственно. В этом определении не используется температура теплоиэолированной стенки, так .Б вг 9 45' Ф и г. 64.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
