Аэродинамика факела Вулис Л.А. Ярин Л.П. (1014145), страница 33
Текст из файла (страница 33)
Из фотографии видно, что низкочастотные пульсации суп(ественно изменщот геомстри1о пламени. Увеличение Я1 сопровождается уменьшением длины прямосгруйного н обращенного факелов ' (рис. 8-9). В обоих случаях (горение неперемешанных газов н однородной смеси) искусственная турбулпзация способствует сокрашению факела н повышенщо его теплонапряжсвности. Подробные данные о распределении плотности потока импульса и температуры в поле течения прямоструйного факела * Увеличением угта раствора обрагненгюго факела. приведены на рис. 8-10.
На атом же графике нанесен фронт пламени и расчетные профили средней скорости. Из графика видно, что при наложении низкочастотных пульсаций характер а) У ОД О 0,0 0 ОД а 00 0 00 0 гО йа У йб 0 0,5 О ОД 0 Оф О 00 0 0,0 У Рис. 8-9. Конфигурация турбулентного гомогеиного фахела при различных значениях числа Струхаля; а — прямоструйиый, б — обрапгеяиый; в — )а =1(8)з), г — гра =1(Яь) распределения скорости, температуры и риз в поперечных сечениях факела не изменяется. В этом случае, как и в пламенах с естественным уровнем пульсаций, профили скорости имеют характерный максимум в окрестности фронта пламенн.
Что ка- 193 сается профилей плотности потока импульса и температуры, то и они идентичны профилям, соответствующим горению прп 50=0. Таким образом, искусственная турбулизапия приводит ЬГ 9,7 у з йв ~9 у Рис, 8-10, Распределение плотности потока импульса скорости и температуры в прнмоструйном гомогенном факеле лишь к более интенсивному перемешиванню свежей смеси и продуктов сгорания, сопровождающемуся резким затуханием плотности потока импульса, нарастанием температуры по оси 194 факела (рис.
8-11) и быстрым сглаживанием профилей характерных величин, Как известно, теплонапряженность факела однородной смеси значительно выше, чем факела неперемсшанных газов. В гомогенном факеле горение практически полностью завершается в пределах начального и переходного участков, т. е. в области, расположенной непосредственно вблизи устья. Поэтому (ри)м а г 4 Х Рис. 801, Изменение плотности потока импульса и температуры вдоль оси гомогенного факела при различных значениях числа Струхали особый интерес представляют данные о структуре течения на небольших удалениях от сопла. На рис.
8-!2 для различных значений Ь)ч приведены данные о распределении плотности потока импульса и температуры в поперечных сечениях начального участка прямоструйного факела. Из графика видно, что экспериментальные точки, относящиеся к различным сечениям (дпя каждого режима), группируются вблизи единой кривой. На рис. 8-13 для трех значений числа Струхаля (О; 0,09; 0,17) приведены данные о распределении плотности потока импульса н температуры в одном из поперечных сечений факела (х)0=1,8). Из графика видно, что прн увеличении 811 заметно возрастает толщина теплового пограничного слоя.
Что касается профилей риа, то при малых величинах 8(т онп оказыва- 195 с ссс Н со съ И ср ус сс \1 'Сс со П со со сс су уъ а" 1 1фс 1а, + Ь1 + Ц» съ сф с:У ч а н + ск фс" 1 ос 1 $1 Ъ + со 'съ сэ" 1 сУ 13 Ъ 1 н \~ сг со 1 ус сУ 1 у » о о ф 1 у ф к сс и Ю сс к ф у о о с Ю о сФ ф Ф к л о ф„о ф ф о о о с с о ко о с л о ф у 1 Д Сс фа ф со а о у о ф у 1" О О Ы О ф сс о ф и с а 1фс 13 а о О ются более заполненными. При соответствующем выборе значений эмпирических постоянных профили динамического давления и температуры, отвечающие различным значениям Я)т, могут быть представлены в виде единых универсальных зависи- Д мостей: риг=)1ф) и гьТ=гр/ф) (ар= —, а=а(3)т) ).
ах у/х ОД ОФ ОО 0,2 О,у 0 0,1 у/х Рнс. 8-18. Распределение плотности потока импульса и температуры в поперечном сечении прямоструйиого турбулентного факела Обобщение опытных данных о распределении плотности потока импульса, температуры и об изменении тепловыделения вдоль оси факела при различных значениях чисел Струхаля может быть получено при введении в качестве коорди— г г и пх наты относительной длины т /)ит /ги х/)ф 1'е ответствующей обработки ' а, ° Од=ООО 0,75 опытных данных приведены а,о сйи000 на рис.
8-14. Они подтверж- ООО в,о — О)ьа010 дают возможность указан- 0 х — Явч017Ф ного обобщения и представления данных, отвечающих 020 различным значениям 8)7, ° М в виде универсальных зависимостей Ри' ~ — ) ЬТ~ — ) О 020 О,О 0,70 У Х/1.а ух') и Я ) — ), аналогичных со- Рис. 8-14.
Обобщенные зависимости ответствующим в пламенах с естественным уровнем пульсаций. )х1 1х1 рне =1~ — ) и ЬТ =1 ~ — ) в прямо. , )ф ) ~ )ф ) струйном гомогенном факеле (0<8П( <0,17) !97 Из других результатов отметим обобщение в координатах хДф данных об изменении тепловыделения вдоль оси факела, которые относятся к различным значениям числа Струхаля (рис. 8-.15), прямолинейность условных границ факела (динамических б и тепловых б,) и постоянство соотношения между би и бт.
На рис. 8-16 приведены данные о распределении полного напора .и температуры в поперечных сечениях обращенного факела, отвечающие различным значениям числа Струхаля. На и, О С,25 0,5 0,75 щ Гь Рнс. 8-! б. Обобщенная зависимость Я Ртах =~О т-за=о, г-зь=олв1; з — за=о,1м графике нанесены также расчетные 1по данным. измерений риг и Т) профили скорости.
Из графика видно, что наложение низкочастотных пульсаций не изменяет характера распределения скорости, температуры и полного напора в поле течения обращенного факела. Интенсификация смешения, обусловленная искусственной турбулизацией, ведет лишь к увеличению угла раскрытия факела, интенсивности нарастания температуры и интегрального тепловыделения вдоль оси. Существенно, что резкое нарастание тепловыделения по оси факела связано нс только с увеличением площади фронта, но и с интенсификацией горения на нем.
Об этом свидетельствует, в частности, заметный рост скорости турбулентного горения при увеличении числа Яг. 198 ацп энввгвтичаскив хдудктвяистики В дополнение к данным об аэродинамике факела с повышенным уровнем пульсаций приведем результаты исследования энергетических и макрокинетических характеристик. Не обсуждая деталей расчета тепловых потоков, удельного тепловыделения и других характеристик, укажем на целесообразность проведения его в рамках приближенной квазиодномерной (вдоль линий тока) схемы принципиально двумерного (плоского или осесимметричного) течения. Такой расчет сводится к определению (на основе данных о динамическом и тепловом полях) конвективного и кондуктивных потоков тепла при заимствовании эффективных значений теплопроводности из полуэмпирических теорий турбулентности.
В результате может быть получена подробная информация о тепловой структуре факела. Последнее позволяет рассчитать изменение вдоль линий тока удельного тепловыделения, определить эффективные значения суммарных кинетических констант горения, сопоставить между собой кинетические характеристики ламинарного и турбулентного факелов, а также данные, соответствующие различным условиям проведения эксперимента (в частности при наложении пульсаций и без них). Особый интерес представляет разделение зоны горения по длине на участки практически инертного подогрева и собственно горения, т. е. интенсивного протекания реакций.
Оно позволяет оценить пригодность для приближенных расчетов предположения о фронтальном горении с бесконечно большой или конечной скоростью реакции. Наряду с этим на основе данных о распределении кондуктивиых потоков тепла можно более полно выявить стабилизирующую роль «подвигающих точек», расположенных в начальном сечении (на периферии прямого или на оси обращенного факела), которые обеспечивают устойчивость стационарного горения. Приближенный расчет теплового баланса в пренебрежении излучением проведем для отдельных трубок тока (см. рис,6-11) при разбиении их на элементарные отрезки по длине. Для повышения точности расчета определим локальное значение скорости удельного тепловыделения непосредственно из уравнения энергии: — (рисрТ) + — ' (росрТ) = — (уд„,»„) + гак. д .д 1 дх ду у В этом уравнении дя=дш (с, Т), где ш (с, Т) — скорость редт акции, д — тепловой эффект, д„,„х=-Х,Ф вЂ” удельный коиду дуктивный поток теплоты; ),,Ф вЂ” эффективный коэффициент твплопроводности.
По известным из опыта полям продольной компоненты скорости и температуры, а также по найденной пу- 200 тем интегрирования уравнения неразрывности поперечной компоненты О определим значение йвонв. Эффективное значение коэффициента теплопроводности мо- 1 >кет быть вычислено по формуле Прандтля: Х,фж рср — ч„ Рг где т,=Ьи . В приведенных ниже расчетах оно было принято равным 4,12 1О-' кВт/(м ° К). По порядку величины этозначение близко к эмпирическим данным ряда авторов (95). Неизбежная неточность определения 1 ф (примерно 50%) мало влияет на качественную картину явления в зоне воспламенения и совсем несушественна для расчета в области более высокой температуры, где кондуктивные потоки теплоты сравнимы с конвективными.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
