где скорость движения газа очень мала, иламя действнте,-ио может раснростраг!яться вверх но потоку, но устойчив, режим горения при этом невозможен. В реальных ycioBHit профиль скоростей на оси потока отличается от pacc.Moipei ного выше вследствие наличия стабилизатора пламеип; f остальных участках форма профиля скоростей близка к ук aairaoft.

Скарлок разработал приближенный метод расчета ф мы фронта пламени и профиля скоростей для двухмерн случая течения несжимаемой жидкости. Тзян (Tsien, 19 предложил более простой метод вычисления формы фро1 пламени, пригодный также для течения сжимаемой жид сти. Расчет для сжимаемой жидкости дает характеристй, течения, подобные изображенным на рис. 2-13; однако в личне от течения несжимаемой жидкости пламя не мож распространяться по всему сечению трубы, когда крнтвр! Маха набегающего потока превосходит некоторое, отиос тельно небольпюе значение, зав1исящее от Указанное явл ние аналогтгчно ограниченпю величины нормальной ciiopi сти распространения пламени условием Чэпмаиа-Жуг Предельное расширение пламени указывает на отсутстр-факторов, препятствующих протеканию реакций, обусл ленных непрерывным контактом горючей смеси и нродукр, сроранпя. Следовательно, в этох! случае ие может существ вать устойчивая форма течения и происходит запирание тр; бы, вследствие чего критерий Маха набегающего потоь уменьшается. Возможно, что этим объясняется наблюдаи нтееся пиоста нарушение устойчивости процесса горения.

Тзян показал, что в сечепии, в котором достигается пр< дельное расширение пламени, скорость горючей смеси не сколько больше скорости звука. Скорость движения прохук тов сгорания изменяется в пределах от скорости горк!сй смеси перед фронтом пламени до некоторого большего и]а-чения на оси трубы, но везде остается дозвуковой. Ограничение расширения иламенн происходит вследствие того чтс обуслов,лепное горением уменьшение удельного массзого Потока не может быть комнеисировано увеличением :;. происходящим вследствие ускорения горючей смеси, rajx ктК для М>1 при увеличении скорости величина wjA умс;-1Ь-шается. Аналогичные результаты, но другим методом. -ьПЗ получены Фабри, Систранком и Фуром (Fabri, Siestrim--li and Foure, 1951, 1953). Эти авторы показали, что и i;iM может распространяться по всему сечезшю в расширяю1ис-й ся трубе. ,5В

Обозначенр(я к главе 2

/1- площадь поперечного ссчепия потока (7. - скорость звука.

- коэффициент сонрогинлення. с1 - поперечный размер потока.

ускорение силы тяжести. Л - энтальпия. /) - энтальпия тормолсення. Л - увеличение энтальпии вследствие горения. У - механический эквивалент тепла, /г - отношеиие удельных теплоемкостей при постоянном давлении и постоянном объеме. / - размер в направлении течения. М - критерий Маха.

-давление. /; -давление торможения.

/ - газовая постоянная идеального газа, равная pvjT. S - энтропия.

Т - абсолютная температура, и и V -скорости потока:

-компонента скорости, нормальная к осп; V - удельный объем; К - массовый расход; у - расстоя1Н1е, а - угол наклона.

- толщина norpaHUHiioro слоя.

i -OTHOuieHue удельных объемов продуктов сгорания и свежей смеси при адиабатическом сгорании, происходящем без изменения давления.

..- - динамическая вязкость.

- кинематическая вязкость.

Р - п.збтность.

т -- касательное иапряжонне вязкостного трения. ... - отклонение потока.

Литература к главе 2

. I) ц г .1 п t R. and F г i с d г i с h s К. О., Supersonic Flow and bhock Waves, Interscience, New York. 19-18.

Gol.lstein S. (Ed.), .Modern Developments in Fluid Dyna- ics, Oxford University Press, London, 1038.

, l..warth L. (Ed.). .Modern Developments in Fluid Dynamics, eh Speed Flow, Oxford University Press, London. lJ53,

К e n a n J. H., Thermodcnamics, Wiley. New York, 1941. , Pran.lt 1 L. Essentials of Fluid .Mectianics. Blackie, Lon-uon,

Глава третья ТЕПЛО- И МАССООБМЕН 1. ТЕПЛООБМЕН

Обычно различают три вида теплообмена: радиация, теп лолроводность и конвекция. Здесь мы рассмотрим толья последний из них. Хотя .тучистый перенос тепла наблюдает ся в пламенах и является преобладающим при горении твер дого топлива, по процесс ра.тиации в движ}щейся лроницае мой среде в настоящее время еще мало доступен для аиз .низа. В последующем изложении теории тепло- и массо обмсьщ мы будем пренебрегать лучеиспусканием, за иск.тга чением тех случаев, когда рассматриваются твердые поверх яостн или энергия, пз.лучаемая газом, и.меет тот же порядм. величины, что и энергия, выделяющаяся при сгорамии (гла ва 5). Процесс теплопроводности протекает как в движу щихся, так и в неподвижных средах и будет рассмотре одновременно с конвекцией.

Теплообмен меж.гу твердым телом и жидкостью

Ес.ти тело погружено в установившийся поток жидкоста температура которой отличается от температуры тела, т температура жидкости изменится из-за теплообмена с телок На рис. 3-1 показано протекание изотерм (линий постояи ной температуры) в потоке жидкости вблизи тела.

Изменение температуры происходит главным образо в двух областях: в сравнительно тонкой зоне или погранич ном слое, примыкающем к телу, и в следе за течом, прост рающемся далеко вниз по потоку. Такая картина типичь для средних 1и больших значений критерия Рейиолъдса. Пр уменьшении скорости потока (числа Рейнольдса) искажен! температурного поля распространяется все дальше в пот( жидкости; наоборот, увеличение скорости приводит к у.мен шеиию искажеиня поля вдали от поверхности тела, за и* ключением области, расположенной в следе.

На рис. 3-2 потсазано изменение температуры жиг кости по нор:>1али к поверхности тела (температура п(