100 |
ТЕПЛООТДАЧА ВРАЩАЮЩЕГОСЯ ДИСКА |
[ГЛ. V |
Рис. 27. Распределение безразмерных температур |
вблизи вращающегося |
диска (по Мильсепсу и Польгаузену).
Рис. 28. Распределение безразмерных температур а вблизи вращающегося диска (по Мильсепсу и Польгаузену).
§21] НАГРЕВАНИЕ ВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ ВРАЩАЮЩИМСЯ ДИСКОМ 101
/Р
102 ТЕПЛООТДАЧА ВРАЩАЮЩЕГОСЯ ДИСКА [ГЛ. V
Тиффорд замечает1), что для более общего случая ради ального распределения температурного напора по радиусу вращающегося диска
Т (0) = а0 + а2г2 + + ... + а2пг>-п (5.22)
задачу можно решить способом, аналогичным случаю квадра
тичного распределения температур. |
Для этого решение ра |
|
зыскивается в виде |
|
|
Г = Л(2) + А(2)г24-Л(2)г4+ ... |
4-Д2ге(2)г2« |
(5.23) |
При этом вместо двух уравнений типа (5.2) получается «-|-1 подобных уравнений относительно функций Ло, А2, ..., А2п (г).
Метод приближенного расчета теплоотдачи вращающегося диска при произвольном градиенте температурного напора излагается в § 25 настоящей главы.
§ 22. Использование приближенного решения для расчета теплоотдачи вращающегося диска при ламинарном режиме
Используем для расчета теплоотдачи при ламинарном ре жиме приближенное решение Тарга (§ 5). Пусть температура
поверхности диска постоянна: |
|
|
Т = То при |
z—Q, 1 |
(5.24) |
то |
z = оо. J |
|
1 = 0 при |
|
Поскольку для ламинарного режима толщина погранич ного слоя и профили безразмерных скоростей не зависят от радиуса, то при постоянной температуре поверхности
диска распределение температуры в |
пограничном слое также |
|||
можно полагать не зависящим от радиуса, |
т. е. |
|
||
T = T(z). |
|
(5.25) |
||
Тогда в соответствии с уравнением (1.7), пренебрегая |
||||
диссипативными членами, получаем, что |
Т(г) есть решение |
|||
обыкновенного дифференциального уравнения |
|
|||
d^T |
dT |
„ |
(5.26) |
|
а-т-=—— 0 |
||||
dz2 |
2 dz |
|
' |
' |
1) Tiff ord A. N., Note on «Heat transfer by laminar flow from a rotating plate», Journal of the Aeron. Sc., 1951, № 8.
§ 22] |
ИСПОЛЬЗОВАНИЕ |
ПРИБЛИЖЕННОГО |
РЕШЕНИЯ |
103 |
при граничных условиях |
(5.24) (а = —------ |
температуропро- |
||
\ ?ср
водность].
Это решение выражается с помощью квадратур:
(5.27)
причем
Г(0) |
(5.28) |
Используем |
выражение для осевой скорости h~vz из фор- |
|
Z |
мул (2.24) |
и вычисляем интеграл ~ vsdz: |
г |
о |
5 |
ifv*dz=¥fv^=
о |
о |
|
|
|
|
|
f — 4,23Р;3(1 — -Й) |
при |
£<1, |
||
|
= { |
\ |
2 > |
|
(5.29) |
|
I —2.115R5 |
|
при |
$>1. |
|
Затем |
находим |
значения |
|
|
|
1 -2Д15Р ! /р- опч
2,115 Р |
| (5.30) |
для разных значений числа Р и вычисляем
N= — |
Г(0)г |
(5.31) |
|
Т. |
|||
|
104 |
ТЕПЛООТДАЧА ВРАЩАЮЩЕГОСЯ ДИСКА |
[ГЛ, V |
Результаты расчетов хорошо согласуются с вычислениями |
||
Мильсепса и |
Польгаузена (см. рис. 31). В частности, при |
|
Р = 0,72 имеем:
-4=- = 0,322, /R
при Р = 1
что близко также к формуле (5.17).
Профили температур, подсчитываемые по формуле (5.27) на основе выражений (5.29) и (5.30), хорошо согласуются с точными расчетами, а также с опытными данными для воз духа (см. рис. 34 на стр. 116).
§ 23. Аналогия Рейнольдса для теплоотдачи вращающегося диска (Р=1)
Гидродинамическая теория теплоотдачи плоской стенки при обтекании ее потоком без продольного градиента ско рости основывается на подобии профиля температур в по граничном слое профилю скоростей. Указанное подобие сле дует из одинакового вида дифференциальных уравнений для скоростей и температур в пограничном слое и подобия гра ничных условий при постоянстве температурного напора вдоль обтекаемой стенки х).
Рассмотрим 2*) уравнение для окружных скоростей осредненного турбулентного течения в пограничном слое вращаю щегося диска. Оно получается из второго уравнения (1.6) путем отбрасывания вязких членов, малых по сравнению с членами, представляющими производные по нормали к по- . верхности диска:
dv,f |
|
vrvv |
|
|
dvv |
д ( |
dv„ |
——д |
(5.32) |
|
V, -А-Н--------+^г-л-?-=А-П^2— v'v'} |
||||||||||
dr |
1 |
г |
1 |
3 |
dz |
dz \ |
dz |
г ?/ |
v |
' |
(черточки над осредненными скоростями опущены).
1) «.Современное состояние аэродинамики больших скоростей», под ред. Хоуарта, т. II, ИЛ, М., 1956.
2) Д о р ф м а н Л. А., Тепловой пограничный слой на вращаю щемся диске, ДАН СССР, т. 119, № 6, 19§8,
§ 23] |
АНАЛОГИЯ |
РЕЙНОЛЬДСА |
105 |
|
|
||
Если |
наряду с ним рассмотреть уравнение энергии (1.8) |
||
с исключенными диссипативными членами (т. е. для малых М):
|
дТ |
, |
дТ |
д ( |
дТ |
V Т'\, |
V. “5------ |
Г U, Т5— = -5— I й- |
-5-------- |
||||
г |
dr |
1 |
г dz |
dz \ |
dz |
s) |
то из сопоставления уравнений (5.32) и (5.33)
(5.33)
нельзя непо
средственно усмотреть замеченного для плоского потока подобия профиля температур профилю скоростей.
Такое подобие можно обнаружить в случае, если имеется
квадратичное распределение температурного напора по
радиусу диска: |
|
|
ТСт = сог2, |
Тсо^О. |
(5.34) |
Действительно, если обозначить: |
|
|
0(2, г) = -^, |
Т |
Т — |
= |
<5-35> |
|
' “ |
с0' |
1 ст 7 со |
то после такой замены переменных уравнения (5.32) и (5.33) примут одинаковый вид:
dG Vr~dF
^ + 29^
r dr 1 |
r |
dG |
d |
{ |
dG |
- |
|
||
z |
dz |
dz \ |
dz |
|
‘ |
(5.36) |
|
|
dft |
d |
/ |
|
— |
||
|
|
|
|||||
■V, -3- — TS~ I a |
j-------V |
■■ |
|
||||
z |
dz |
dz |
\ |
dz |
|
|
|
Так как граничные условия у них совпадают:
О(0) = &(0)=1, |
О(оо) = & (оо) = О, |
|
|
то при Р = |
— 1 получим |
одинаковые решения этих урав |
|
нений: |
G(z, r) = 9(z, г). |
(5.37) |
|
|
|||
При этом |
предполагается |
одинаковость для |
и Т соот |
ношений между их осредненными и пульсационными соста вляющими. Отсюда получа'ем связь между напряжением трения
dv.. |
—т~, |
|
(5-38) |
и потоком тепла |
|
= |
(5.39) |
106 ТЕПЛООТДАЧА ВРАЩАЮЩЕГОСЯ ДИСКА [ГЛ. V
выражаемую формулой
4 = cPx'f~^-’ |
(5-4°) |
которая представляет собой математическое |
выражение ана |
логии Рейнольдса между напряжением трения и потоком тепла для случая вращающегося диска.
Полученный результат охватывает также и случай лами нарного течения, когда нет пульсационных составляющих
скорости. |
Это согласуется |
с |
формулой (5.9), |
которая при |
|||
|
|
Т |
|
|
|
|
|
неучете диссипации дает y—=G(,). |
|
|
|
||||
Соотношение |
* от |
|
для местного |
значения |
числа |
||
(5.40) дает |
|||||||
N = -Дг— |
и Для |
среднего |
по радиусу (от |
0 |
до г) |
числа |
|
Л^ст |
|
|
|
|
|
|
|
МW 4,
Nep — |
формулы: |
|
|
|
V от)ор |
|
|
|
|
N = R7(Sf |
(Ml) |
|
|
Nop--2'nR^r |
(5.42) |
где R = —------число |
Рейнольдса, a cN — коэффициент мо |
||
мента |
сопротивления |
вращающегося диска |
[формула (2.15)]. |
Используя решение Кокрэна [формула (2.17)] для лами нарного режима, получим (при Р=1) для квадратичного распределения температурных напоров следующие формулы:
|
Ncp = N = 0,616 R°>5. |
(5.43) |
|
Для турбулентного режима, если использовать решение |
|||
Кармана, |
то, согласно формулам |
(4.9) и(4.10),будем |
иметь: |
|
N = 0,0267 R0’8, |
(5.44) |
|
|
Nep = 0,0232 R°>8. |
(5.45) |
|
Если |
использовать решение, |
основанное налогарифми |
|
ческом профиле скоростей (§ 17), то получим, применив степенные формулы, несколько большие значения этих величин:
N = 0,0287 R0’8,
(5.46)
Nep = 0,0249 R0’8.