Течение с продольным градиентом температуры

Течение с продольным градиентом температуры [c.64]

Для случая обтекания пластины невозмущенным потоком при ламинарном течении имеется точное решение системы уравнений (8-1), а также приближенное решение, основанное на подстановке в уравнение импульсов (8-5) и уравнение теплового баланса (8-6) аппроксимирующих профилей скорости и температур [Л. 8-12, 8-25]. Последний метод распространяется и на течения с продольным градиентом скорости невозмущенного потока, т. е. на обтекание криволинейных поверхностей [Л. 8-14, 8-25]. Решение при постоянных физических характеристиках и постоянной температуре на поверхности пластины дает для сред с Рг 0.5 [c.115]

Случай подогрева сверху представляет интерес в связи с проблемой устойчивости конвективного движения в вертикальном слое конечной высоты. Конвективное течение, обусловленное поперечной разностью температур, сопровождается продольным конвективным переносом тепла вверх. Если канал закрыт сверху и снизу пробками конечной теплопроводности, то вверху накапливается тепло, и вследствие этого автоматически устанавливается продольный градиент температуры, направленный вверх. Этот градиент определяется значением поперечной разности температур, отношением высоты слоя к ширине, а так- [c.340]

Экспериментальное изучение смены формы неустойчивости по мере изменения угла наклона слоя проводилось в ряде работ, начиная с [3] библиографию можно найти в более поздних работах [12, 13]. Во всех экспериментах при малых углах наклона к горизонтали (рэлеевская область) отмечается неустойчивость типа продольных валов с переходом по мере увеличения наклона к плоским движениям. Что касается количественного сопоставления угла перехода с теоретическими данными, то оно сильно затруднено из-за наличия в условиях экспериментов продольного градиента температуры. В цитированной работе Харта [3] проведен расчет устойчивости основного течения с учетом продольного градиента, величина которого эмпирически связывалась с длиной слоя, углом наклона и числом Рэлея. Таким путем удается добиться удовлетворительного соответствия эксперимента и теории для слоя воды (Рг = 6,7). [c.63]

Нагрев сверху. Перейдем теперь к рассмотрению случая, когда продольный градиент температуры направлен вверх, т.е. соответствует потенциально устойчивой стратификации. Этот случай представляет особый интерес в связи с проблемой устойчивости конвективного течения в вертикальном слое конечной высоты. Течение, обусловленное поперечной разностью температур, сопровождается конвективным переносом тепла вверх (см. 1). Если канал закрыт сверху и снизу пробками конечной теплопроводности, то вверху накапливается тепло, и вследствие этого автоматически устанавливается градиент температуры, направленный вверх. Этот градиент определяется поперечной разностью температур, отношением высоты слоя к толщине, а также условиями теплоотдачи на концах слоя. [c.69]

В работе [45] рассматривалась задача устойчивости конвективного течения излучающей среды в вертикальном слое с учетом продольного градиента температуры и асимметрии лучистых характеристик стенок канала приводятся также некоторые результаты численного моделирования конечно-амплитудного режима. [c.201]

Простейшая методика расчета для более сложных задач, а именно течений с градиентом давления вдоль неизотермических поверхностей, использует свойство консервативности (универсальности) законов теплообмена (1.8) и (1.9). Обоснованием этого свойства является важная, особенность формул (1.8) и (1.9) они связывают местные значения коэффициента теплоотдачи и толщины потери энтальпии и в отличие от соотношений типов (1.10), (1.11) не содержат продольной координаты X. Предполагается, что особенности изменения вдоль х температуры стенки и давления (скорости) внешнего потока достаточно полно учитываются при решении интегрального уравнения теплового пограничного слоя. Пример такого расчета и соответствующая программа для ЭВМ приведены в п. 5,3.3. [c.42]

Эти соотношения, справедливые для продольного обтекания пластины с постоянной температурой стенки, распространяются на рассматриваемый здесь случай течения с градиентом давления и неизотермической поверхностью (т. е. используется свойство консервативности законов теплообмена) [c.235]

Грибкова и Штеменко разработали очень интересную методику одновременного измерения температурного скачка и скольжения в условиях таких потоков разреженного газа, когда можно было иметь значительные градиенты температуры и скорости на средней длине свободного пути молекул. Метод основан на продольном обтекании тонкой нагретой нити, т. е. при течении разреженного газа в цилиндрической кольцевой трубе, в которой диаметр внутреннего сплошного нагретого цилиндра был очень мал по сравнению с внешним. Грибкова разработала теорию такого прибора, что и позволило решить поставленную задачу. [c.56]

Как видно, температура является линейной функцией поперечной координаты профиль скорости подобен профилю в случае продольного стабилизирующего градиента температуры ( 8). На рис. 80 представлены профили скорости и поперечного градиента концентрации. С ростом параметра продольной стратификации г скорость уменьшается и течение приобретает характер разомкнутых пограничных слоев, разделенных практически неподвижным ядром. Образование пограничных слоев отчетливо видно также и в профилях поперечного градиента концентрации. При больших г градиент в ядре почти постоянен Эсо/ Эл 1. Это означает, в соответствии с уравнением состояния (19.1), что в ядре отсутствует горизонтальный градиент плотности, обусловленный градиентами температуры и концентрации. [c.129]

Распределения продольной скорости и температуры приведены на рис. 121. С увеличением Ре температурный профиль в основной части сечения становится линейным с пограничным слоем толщины 1/Ре возле левой границы. Распределение продольной скорости при этом деформируется на смену течению с тремя встречными потоками приходит течение с двумя потоками, как и должно быть при течении с массовой силой, обусловленной линейным распределением температуры. При больших Ре уменьшается градиент температуры в основной части слоя и соответственно падает интенсивность течения. Как и в случае течения между проницаемыми границами разной температуры, это обстоятельство должно приводить к сильной стабилизации. [c.185]

Интересно одно точное решение уравнений Навье — Стокса,, показывающее новые возможности получения гиперзвуковых потоков разреженного газа (В. Н. Гусев, 1968). Это — вязкое течение в сферическом стоке. Оказалось, что при определенных условиях течение переходит через звуковую линию и доходит до некоторой предельной сферы, на которой температура и давление стремятся к нулю, а скорость — к конечной величине. Вблизи этой поверхности число Маха и длина пробега стремятся к бесконечности. Течение можно представить создаваемым сферической криогенной панелью, совпадающей с предельной сферой. Строго говоря, вблизи предельной сферы уравнения Навье — Стокса теряют силу и необходим кинетический анализ течения. Известно, что при создании потоков разреженных газов с помощью сопел получению изэнтропического ядра препятствует быстрое нарастание пограничного слоя, обусловленное так называемой поперечной вязкостью. В течении от источника или стока проявляется продольная вязкость , связанная с диссипативными процессами, вызванными сильными продольными градиентами. Сравнение навье-стоксовского анализа для вязкого источника, вытекающего в вакуум (М. Д. Ладыженский, 1962), с соответствующим кинетическим решением ) показало, что уравнения Навье — Стокса завышают влияние диссипативных процессов. Возможно, что аналогичное положение имеет место и в данном случае. Ответ на этот вопрос должно дать решение уравнения Больцмана для этой задачи. [c.429]

Расчеты течения газа с зоной тепловыделения вблизи оси для QфO проводились с шагом г15=10" . Предполагалось, что зона тепловыделения расположена между линиями тока 1 5 = 0 и 1 5= =0,2-10 . Профили температуры и скорости течения на оси с тепловыделением представлены на рис. 5.16 сплошной линией, без тепловыделения — пунктирной. Увеличение температуры и скорости очевидно. Максимум температуры в дозвуковой части объясняется тем, что в области дозвукового течения, где мал продольный градиент давления, понижение температуры газа за счет расширения незначительно, поэтому существенен вклад в рост температуры члена с тепловыделением. Изменение параметров на оси при- [c.213]

Пограничным слоем называют область течения вязкой теплопроводной жидкости, характеризующуюся малой толщиной и большим поперечным градиентом скорости и температуры. Такая область возникает у поверхности тела, вдоль которой движется жидкость с температурой, отличающейся от температуры поверхности. Различают динамический пограничный слой и тепловой пограничный слой (рис. 14.5). По толщине динамического пограничного слоя б продольная скорость потока изменяется от нулевого значения на стенке до значения Шо во внешнем потоке при у = 0 имеем =0 при у = б имеем Wx=Wo По толщине теплового пограничного слоя бг аналогичным образом изменяется температура потока при у = 0 имеем ( Лс, при у = 1 имеем [c.341]

Плоская пластина, обтекаемая в продольном направлении. Рассмотрим течение несжимаемой среды с постоянными, т. е. не зависящими от температуры, физическими характеристиками. Поместим начало координат на передней кромке пластины, ось х расположим в плоскости пластины, а ось у направим перпендикулярно к пластине. Если мы примем архимедову подъемную силу равной нулю и учтем, что градиент давления йр (1х = О, то уравнения пограничного слоя (12.36) примут вид [Щ, [c.278]

В 44 исследуются свойства спектра возмущений и находится граница устойчивости нечетного течения в чисто гидродинамическом приближении, когда полностью пренебрегается тепловыми факторами. Как показывает сравнение с результатами 45, где задача решается в полной постановке, такой подход оказывается достаточным для оценки критического числа Грасхофа в случае вертикальной ориентации слоя жидкости при малых и умеренных значениях числа Прандтля. Учет тепловых факторов, однако, совершенно необходим при больших числах Прандтля, а также в случае наклонного слоя ( 46) и слоя с продольным градиентом температуры ( 48). При больших числах Прандтля появляется новый вид неустойчивости, обусловленный нарастанием тепловых волн. В случае же наклонного слоя и слоя с продольным градиентом наряду с гидродинамическим механизмом неустойчивости действует конвективный механизм, связанный с неустойчивой стратификацией. Каждый пз механизмов является преобладающим в своей области параметров. Смена механизмов неустойчивости при изменении угла наклона слоя сопровождается изменением формы наиболее опасных возмущений ( 47). [c.300]

Среди появившихся в последнее время исследований отметим работу р], посвященную устойчивости течения в наклонном слое с продольным градиентом температуры, а также работы, в которых исследуется влияние на устойчивость конвективного движения продольного градиента концентрации Р] и периодической по высоте деформации границ слоя Р]. Уточнение асимптотического расчета волн Толмина — Шлихтинга в вертикальном слое р. 18] можно найти в Р]. Новые экспериментальные данные об устойчивости содержатся в [31-33], [c.390]

В предельном случае больших чисел Прандтля, как показано в работах [27, 28], имеется волновая мода неустойчивости, связанная с растущими температурными волнами. Расчет границы волновой неустойчивости для стратифицированного слоя воды проведен в работе Харта [3]. Серия исследований устойчивости течения в слое с продольным градиентом температуры выполнена в Институте теплофизики СО АН СССР (см. обзор [29]) A.A. Предтеченский, А.Г. Кирдяшкин и B. . Бердников [30], а также А.Г. Кирдяшкин и A.A. Предтеченский [31] провели расчеты в широкой области изменения числа Прандтля и параметра стратификации и обнаружили, наряду с гидродинамической и волновой модами, также и с5тационар-ную тепловую моду. Позже количественные данные о характеристиках устойчивости были пересмотрены и уточнены [32] в связи с обнаруженной вычислительной ошибкой. Расчет волновой моды для Рг = 7,5 проведен в [33], однако эта работа была подвергнута критике в [34]. Расчеты для Рг = 0,71 6,7 и 1000 выполнены в [35]. Наиболее обстоятельное исследование границ устойчивости для всех трех мод проведено в работе Берг-хольца [34]. Полученные им результаты подтверждают данные, относящиеся к гидродинамической моде [22] и к двум тепловым модам [32]. [c.70]

Мызников В.М. Конечно-амплитудные конвективные движения жидкости в горизонтальном слое с продольным градиентом температуры // Мат. модели течений жидкости. Тр. VI Всесоюзн семинара по числ методам мех вязкой жидкости - Новосибирск. ИТПМ СО АН СССР. 1978 - С 176-186. [c.307]

Таким образом, применительно к затупленным телам основная задача расчета состоит в том, чтобы определить, как далеко вдоль боковой поверхности будет происходить перетекание пленки и где сдвигающие усилия потока окажутся столь невелики, что весь унос будет происходить в газообразном виде, т. е. прекратится процесс оплавления. Конечно, ответ на этот вопрос суш,е-ственно зависит от вязкости расплавленного стекла. В работе [Л. 8-2] приведены примеры расчетов для кварцевого стекла при различных условиях обтекания, в том числе и при смене режима течения в пограничном слое с ламинарного на турбулентный. Из рис. 8-27 видно, что расплавленная пленка практически не обладает инерцией как только сдвигающие напряжения аэродинамического обтекания становятся малыми, течение расплава прекращается и двумерностью переноса тепла можно пренебречь. Действительно, градиент температуры вдоль поверхности при xjR>2 уже не превышает 250 К/м. Однако даже максимальное отмеченное значение продольного градиента температуры (dTJdx) не превысило 2% градиента температуры по толщине пленки (дТ1ду)ю- Это подтверждает правильность представления вязкости в виде зависимости только от координаты у [уравнение (8-33) ]. [c.230]

Выше были описаны численные эксперименты, цель которых состояла в моделировании вторичных течений, обладающих свойством периодичности вдоль оси слоя. Физически такая постановка задачи соответствует очень длинному слою, когда концевыми эффектами можно пренебречь. Возможен, однако, и другой подход, при котором рассматривается течение в слое конечной высоты при этом неизбежно учитьюаются возникающий продольный градиент температуры, направленный вверх, а также более или менее заметные концевые эффекты. Численные расчеты (см. [53-58, 61]) показывают, что в зависимости от параметров (число Прандтля, относительная высота слоя) в таких условиях с увеличением числа Грасгофа также может наступить переход к вторичным течениям с образованием стационарных или волновых вихревых структур. [c.46]

Своеобразное течение возникает в плоском горизонтальном слое жидкости при наличии продольного градиента температуры. Интерес к такого рода течениям связан с рядом геофизических и технологических приложений. К ним относятся, в частности, атмосферная циркуляция Хэдли, некоторые типы движений в океане, коре и мантии Земли, процессы переноса в мелких водоемах, движение расплава в установках дпя получения кристаллов в горизонтальном варианте метода направленной кристаллизации (по поводу последней важной проблемы см. [1,2]). [c.202]

Подробное исследование влияния на устойчивость течения в вертикальном слое радиационных эффектов и продольного стабилизирующего градиента температуры проведено в работе [6]. Рассматривалась излучающая и поглощающая, несерая и нерассеивающая среда (газ Рг = 0,7) в слое между изотермическими границами разной температуры с учетом их радиационных свойств. Определена зависимость критического числа Грасгофа и параметров критических возмущений от числа Планка, оптической толщины слоя, параметров несерости среды и черноты стенок в широком диапазоне изменения безразмерного продольного градиента температуры. Приводятся также результаты численных расчетов двумерных конвективных структур в слоях конечной высоты эти результаты демонстрируют образование системы вихрей при потере устойчивости основного течения. [c.289]

Мызников В.М. О спектре декрементов возмущений стационарного адвективного движения вязкой жидкости, вызываемого продольным градиентом температуры // Конвективные течения и гидродинамическая устойчивость. Свердловск- УНЦ АН СССР, 1979. - С 29-35. [c.307]

Интересно, что в области отрицательных значений числа Рэлея на продолжительном участке пороговые кривые, соответствующие горизонтальному и наклонному положению каналов, совпадают. Это говорит о том, что в данной области значений Ra стабилизирующее действие силы Архимеда при горизонтальном положении канала близко суммарному стабилизирующему действию продольного течения и силы Архимеда в наклонном канале. Однако эти кривые неизбежно должны разойтись в области больших отрицательных значений Ra. В то время как в устойчиво стратифицированной среде (горизонтальное положение канала, точки /) следует ожидать липть монотонного роста пороговой кривой с увеличением отрицательного значения Ra (фиг. 6), в наклонном канале при больших отрицательных значениях числа Рэлея можно видеть отклонение в сторону оси Ra (точки 2). Это отклонение связано с неустойчивостью встречных потоков, которая по теории [4] проявляется в отсутствие осцилляций при больших значениях числа Рэлея при этом пороговая кривая должна пересечь ось Ra. В проведенных экспериментах этот порог не достигнут вследствие конечной длины канала, что (как отмечалось выше) приводит к повьшгению порога устойчивости гравитационной конвекции из-за формирования в канале продольного градиента температуры, ослабляющего конвективное течение. [c.28]

Пограничным слоем называют область течения вязкой теплопроводной жидкости, характеризуют,уюся малой толщиной Ь х) по сравнению с продольными размерами области, например длиной пластины I 8 х)< 1) (рис. 24.1), и большим поперечным градиентом, например скорости dwjdy или температуры, изменением [c.254]

Определение коэффициента температурного скачка y основано на измерении стацион арных тепловых потерь с поверхности нагретой нити при продольном обтекании ее установившимся потоком разреженного воздуха. При течении газа по цилиндрическому кольцевому каналу, образованному тонкой нитью и соосной с ней трубкой, диаметр которой. (2 Г2) на несколько порядков превосходил диаметр (2 I l) нити, около поверхности последней можно было достигать высоких значений градиента температуры (Ю epadj M.) и скорости (10 сек ) при небольшой разности температур между стенками (Юн-20° С) и при довольно умеренных средних скоростях течения газа по камалу (до 100 м сек). [c.515]

Колебательная неустойчивость наблюдалась и изучалась экспериментально в [44, 46, 47], а также в некоторых других работах. В согласии с приведенными в п. 3 Teof -тическими результатами волновая неустойчивость появляется при достато шых числах Прандтля и при большой длине канала. Количественное сопоставление, к сожалению, затруднено, так как эксперименты проводились в условиях, когда наряду с поперечной разностью температур существовал продольный градиент, соответствующий устойчивой стратификации. Наличие же такого градиента сильно влияет как на само основное течение, так и на его устойчивость (см. об этом 8). [c.37]

Расчеты, проведенные на равномерной прямоугольной сетке 14 X 26, показали, что при Сг < 512 в полном соответствии с линейной теорией устойчивости любое начальное возмущение приводит в процессе установления к плоскопараллельному течению. При значениях Сг, превосходящих критическое, в результате переходного процесса устанавливается стащю-нарное течение иной структуры - с образованием на длине волны одного вихря (рис. 12),- интенсивность которого возрастает с надкритичностью. форма вторичного течения хорошо согласуется с результатами линейной теории (рис. 5) и данными эксперимента (рис. 11). Формирование вторичного режима приводит к существенному изменению профилей продольной скорости и температуры. При рассматриваемой довольно высокой надкритичности интенсивность продольного течения понижается в области, занятой вихрем, образуется зона пониженного поперечного градиента температуры. [c.39]

Описанные результаты дают картину устойчивости относительно плоских возмущений. Потенциально неустойчивая стратификация делает необходимым исследование пространственных возмущений. Зависимость формы профиля основного течения от Ка и наличие в уравнении переноса тепла дополнительного члена, учитывающего продольный градиент, делают невозможным сведение пространственной задачи к плоской. Между тем есть основания думать, что, как и в случае наклонного слоя, при определенных условиях (преобладающая роль стратификационного механизма неустойчивости) пространственные возмущения могут стать наиболее опасными. Действительно, как показано в [23], важную роль играют пространственные возмущения некоторого специального вида ( перевальные возмущения см. [7], 12). Эти возмущения имеют структуру их = Оу = О, ( 2, Т, р) ехр(-Л + 1куу). Как можно видеть из уравнений (8.8), такие возмущения не взаимодействуют с основным потоком. Амплитудная задача не содержит скорости и температуры основного течения. Рещение, соответствующее нейтральному монотонному возмущению (нижний четный уровень), таково [c.69]

Рассмотрение устойчивости комбинированных течений мы начнем с задачи о суперпозиции конвективного течения, создаваемого в вертикальном слое поперечной разностью температур, и вынужденного течения, обусловленного внешним продольным градиентом давления. Обе компоненты течения — свободпоконвективная и вьшужденная — сами по себе при больших скоростях становятся неустойчивыми за счет различных механизмов. В неустойчивости комбинированного течения сложным образом проявляется взаимодействие этих механизмов. Исследование устойчивости проведено в работах Н.И. Лобова [1 —3]. [c.90]

Профили температуры и скорости (14.3) являются нечетными функциями поперечной координаты, и потому сохраняют силу свойства симметрии спектра возмущений чисто конвективного течения гидродинамическая мода развивается в виде неподвижной цепочки вихрей на границе раздела потоков, а две температурные волны с точки зрения устойчивости равноправны (напомним, что продольный градиент давления это вырожде ние снимает). [c.98]

Отличие от амплитудной задачи для течения в вертикальном слое с границами разной температуры ( 1) состоит в наличии дополнительного слагаемого в уравнении переноса тепла (это слагаемое описьшает конвективный перенос в поле продольного невозмущенного градиента ср. 8), а также в другой структуре подьемной силы, которая теперь перпендикулярна слою. Кроме того, более сложный вид имеет невозмущенный температурный профиль. [c.204]

Как говорилось в 8, при больших числах Прандтля в слое с продольным сгаби-лизирующим градиентом температуры наиболее опасной является стационарная тепловая мода неустойчивости. В работе Дэниельса [1] условия появления такой моды получены при помощи асимптотического анализа конвективного течения в вертикальном слое толщины 2к и конечной высоты Ь Ь> к). Вертикальные границы слоя предполагаются изотермическими, горизонтальные торцы - теплоизолированными. При Рг - оо течение состоит из замкнутого пограничного слоя разной структуры на вертикальных и горизонтальных участках и малоподвижного ядра, в котором автоматически устанавливается вертикальный стабилизирующий градиент температуры С увеличением числа Грасгофа (те. поперечной разности температур) зарождается многовихревая структура. Условие ее появления можно сформулировать в виде Сг Рг (2Л/1) >915, что хорошо согласуется с имеющимися экспериментальными и численными результатами. [c.288]

Основным предположением классической теории пограничного слоя Прандтля [Prandtl L., 1904] является малость продольных градиентов функций течения в пограничном слое (скорости, температуры) по сравнению с поперечными. Однако существует много задач динамики вязких течений газов при больших числах Рейнольдса, для которых это допущение не выполняется. К ним относятся, в частности, задачи с различного рода локальными особенностями течения в окрестности угловых точек контура тела, мест присоединения зон отрыва и др. В настоящей главе исследуются течения, в которых на коротких расстояниях (например, порядка толщи ны пограничного слоя) давление в сверхзвуковом потоке вблизи поверхности тела изменяется на свой основной порядок. Для этого проводится исследование асимптотического поведения решений уравнений Навье-Стокса в возникающих характерных областях течения и используется известный принцип сращивания асимптотических разложений, представляющих решение в различных областях. [c.71]

В тех случаях, когда можно пренебречь вязкой диссипацией (Ф = 0) и диссипацией энергии за счет индуцированных токов р о 0) и, кроме того, вертикальный температурный градиент постоянен дТ/дх = А), а токи, текущие в жидкости за счет внешних источников, отсутствуют, задача упрощается, так как уравнение (2.15) становится линейным. В этой постановке решены задачи (С. А. Регирер, 1959, 1962 Г. 3. Гершуни и Е. М. Жуховицкий, 1958) о конвективных течениях в плоском канале за счет продольного А Ф ()) ж поперечного градиентов температуры при наличии однородного поперечного магнитного поля, а также задачи о течении в плоском и круглом каналах при наличии внешнего продольного тока (-/ = onst). Интересно, что при А = О и О в круглом канале [c.443]

В безотрывных течениях около тел при больших числах Рейнольдса и умеренных числах Маха вязкость и теплопроводность газа обычно играют существенную роль лишь в узких областях ударных волн и пограничного слоя, оставляя поле течения вне этих зон практически невязким и не подверженным их влиянию. Это дает возможность разделить задачу обтекания тел на две самостоятельные части определение внешнего поля течения на основе уравнений движения невязкого газа и расчет течения в пограничном слое с известным продольным градиентом давления. Однако-такая картина течения может перестать соответствовать действительности, при уменьшении числа Рейнольдса, а также при больших сверхзвуковых скоростях, когда число Маха невозмущенного потока М Э 1- Это прежде-всего связано с тем, что оба эти эффекта приводят к возрастанию толщины пограничного слоя в первом случае из-за увеличения относительной роли сил трения, во втором случае из-за интенсивного роста температур и уменьшения плотности газа в пограничном слое. В результате этого-возрастает вытесняющее воздействие пограничного слоя на внешний поток, а на поверхности тела реализуется новое распределение давления, которое в свою очередь оказывает влияние на течение внутри пограничного слоя. Описанное явление обычно называется взаимодфствием гюграничного-слоя с внешним невязким потоком. [c.530]

Первые экспериментальные данные по теплоотдаче к жидкому металлу, текущему в круглых трубах, при малых числах Ре были получены в работах [1—6 . Уже в них отмечалась сложность подобного эксперимента, обусловленная наличием больп1их градиентов температуры по длине, что может приводить к ряду ошибок в определении температурного напора. С этим связаны весьма большой разброс экспериментальных точек по теплоотдаче и отклонение от их расчетных зависимостей, которые для жидкометаллических теплоносителей при малых скоростях течения должны были обладать высокой степенью надежности. Как впоследствии выяснилось, часть указанных результатов вызвана недостаточной чистотой металла, однако такое объяснение подходило далеко не для всех случаев. Ряд опытов, проведенных более тщательно [5, 7], подтвердил теоретические результаты. Были отмечены две возможные причины отклонения экспериментальных результатов от теоретических влияние продольных перетечек тепла и гравитационных сил. В работе [8] дан теоретический анализ влияния продольных перетечек тепла на процесс стабилизации и стабилизированное значение числа Ки при ламинарном течении. В условиях тепловой стабилизации продольные перетечки тепла повышают температуру потока по сравнению с рассчитанной по тепловому балансу (без учета перетечек). Если в условиях постоянного теплового потока по длине трубы определять среднемассовую температуру жидкости в сечении х из линейной зависимости (<вых—( расстояние от начала обогрева), то полу- [c.122]

Жидкие металлы существенно отличаются по физическим свойствам от неметаллических жидкостей. Oihh имеют высокие температуры кипения при низких давлениях являются термически устойчивыми характеризуются высокой теплопроводностью, плотностью, а следовательно, и большой интенсивностью теплоотдачи. В отличие от неметаллических жидкостей в жидких металлах процессы молекулярной теплопроводности приобретают важную роль не только в пристеночной области, но и в турбулентном ядре потока. В предельном случае, когда X— оо, а числа Рг— 0, молекулярная теплопроводность становится основным способом переноса тепла, так как интенсивность конвективного теплообмена оказывается ничтожно малой. Температурное поле по поперечному сечению турбулентного -потока в жидких металлах имеет профиль, характерный для течения неметаллических жидкостей при ламинарном режиме в трубах (см. рис. 3-1). Поскольку в жидких металлах Рг -<1, то они характеризуются большой толщиной теплового пограничного слоя, см. уравнение (3-4)] и малой длиной начального участка тепловой стабилизации по сравнению с длиной начального участка гидродинамической стабилизации [см. уравнение (3-6)]. Малая длина участка тепловой стабилизации означает, что в жидких металлах наблюдаются значительные аксиальные температурные градиенты, которые могут иметь порядок величин, одинаковый с радиальными температурными градиентами, что в неметаллических жидкостях не имело места. Поэтому появляется необходимость учета переноса тепла за счет продольной молекулярной теплопроводности в жидких металлах при проведении как теоретических, так и экспериментальных исследований. [c.212]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...