Jetströmmar inomhus
Ventilationsprocess för att säkerställa mikroklimat
Arten av distributionen av skadliga ämnen i ett ventilerat rum bestäms huvudsakligen av de resulterande luftströmmarna, som i sin tur beror på den antagna metoden för att organisera luftutbytet.
Avgörande roll i bildandet av temperatur-, hastighets- och koncentrationsfält
föroreningar hör till matningsstrålarna och de cirkulationsströmmar som de skapar. Med hjälp av tillförselstrålar är det möjligt att tillhandahålla specificerade luftparametrar i vissa områden i rummet, som skiljer sig väsentligt från de i det omgivande utrymmet (luftduschar, luftoaser); skapa luftridåer som förhindrar att kall luft rusar in i rummet; använd anordningar som underlättar blåsningen av skadliga ämnen till platsen för deras organiserade avlägsnande (lokalt sug med blåsning).
Konvektiva (termiska) strålar som bildas nära väggar och utrustningsytor som har en temperatur som skiljer sig från omgivningstemperaturen kan också ha en viss effekt på fördelningen av skadliga ämnen i rummet.
Termiska strålar som uppstår ovanför uppvärmd utrustning bidrar till att avlägsna värme och skadliga föroreningar i den övre zonen av lokalerna. Kraftfulla konvektiva strömmar transporterar gaser och ångor till den övre zonen av lokalen, även om de är tyngre än luft.
En jet är ett flöde av vätska eller gas med ändliga tvärdimensioner som bestäms av strålens gräns. Ventilationsteknik handlar om luftstrålar som sprids genom luften i ett rum. Sådana jetstrålar kallas översvämmade. Ventilationsstrålarna är turbulenta.
Beroende på utflödestemperaturen delas strålarna in i isotermiska och icke-isotermiska. För isotermiska jetstrålar är temperaturen i hela dess volym lika med den omgivande lufttemperaturen för icke-isotermiska jetstrålar, temperaturen ändras när den utvecklas och närmar sig den omgivande lufttemperaturen.
Beroende på utformningen av luftfördelningsanordningen kan strålarna utvecklas längs olika banor. Figur 6.1 visar utvecklingen av en isotermisk axelsymmetrisk stråle, vars alla tvärgående dimensioner är symmetriska i förhållande till dess axel, som är rätlinjig.
Vid strålens gräns, där den längsgående komponenten av hastigheten är noll, sker en intensiv inblandning av luftmassor i strålen och en minskning av lufthastigheten. Inom koordinaten är lufthastigheten längs strålens axel och i dess tvärsnitt lika med avgashastigheten. Denna sektion kallas den initiala sektionen. Därefter minskar den axiella hastigheten, liksom tvärsnittshastigheten.
Oximetriska strålar strömmar ut ur ett runt hål och är kompakta. Kompakta strålar inkluderar även strålar som strömmar från fyrkantiga och rektangulära munstycken.
Platta strålar (Fig. 6.2, a) bildas när luft strömmar ut ur slitsade hål med ett bildförhållande som är större än 20. Strålen anses vara platt på ett avstånd där storleken är på den större sidan av hålet; i det följande anses strålen vara kompakt.
Fläktstrålar (fig. 6.2, b) bildas genom påtvingad spridning av luft i ett plan i en viss vinkel. Det finns fulla fläktstrålar med en forcerad spridningsvinkel på 360 grader och ofullständiga fläktstrålar med en vinkel på mindre än 360 grader.
Fig. 6.1 Fri isotermisk axisymmetrisk stråle
Koniska strålar (fig. 6.2.c) bildas när en spridande kon med en spetsvinkel på 60 ± 2,5° installeras vid luftutloppet från hålet.
1. Introduktion...................................................................................................................2
1.1. Litteraturrecension..........................................................................................3
1.1.1. Allmän information...........................................................................................3
1.1.2. Luftstrålar i ett driftflöde.....................................................5
1.1.3. Luftstrålar utvecklas på grund av tryckskillnader............16
1.1.4. Moderna metoder för att beräkna luftridåer för olika ändamål..................................................................................................16
1.2. Mål och mål med arbetet..................................................................................23
2. Redogörelse för problemet..............................................................................................25
2.1. Formulering av problemet.......................................................................................25
2.2. Gränsvillkor för att lösa problemet................................................28
2.3 Inledande förutsättningar för att lösa problemet.........................................................28
3. Ändlig skillnadsmetod för att lösa gasflödesproblemet.........................29
3.1 Allmänna kommentarer om möjliga metoder för att lösa gasdynamikproblem.........................................................................................................29
3.2. Diskretisering av partiella derivat.....................................................30
3.3. Diskretisering av ekvationer som beskriver gasflöde.......................31
3.4. Konvergens och noggrannhet av skillnadsscheman. Motivering för val av storlek på beräkningssteg i rum och tid .....................................33
3.5. Skapande av ett VTZ-beräkningsprogram............................................................34
4. Experimentell studie av luftflöde i en öppning utrustad med VTZ.............................................................................................36
4.1 Experimentell procedur. Experimentell ställning......36
4.1.1 Experimentell procedur......................................................36
4.1.2 Experimentell stativ.......................................................................37
5. Analys av de erhållna resultaten......................................................................42
6. Lista över använd litteratur...............................................................48
Introduktion.
Modern värld Det är omöjligt att föreställa sig utan ett stort antal användbara och bekväma enheter som gör att en person kan ordna sitt liv bekvämt. Värme på vintern och sval och ren luft på sommaren är ett av de obligatoriska kraven i livet för en vanlig civiliserad person.
Termiska gardiner blir allt populärare i dessa dagar. Huvudsyftet med sådana enheter är att skydda uppvärmda rum från kall luft. Luftflödet som skapas av termogardinen blockerar luften som kommer in i rummet genom öppna dörrar, fönster etc., och håller därigenom varm luft inomhus.
Luftridåer är utformade för att separera yttre miljön i rummet. Separation uppnås genom att eliminera naturlig konvektion och värma upp den inkommande kalla luften från naturlig eller forcerad ventilation. Värmeluftridåer (AHC) används för att skydda arbetsplatser från föroreningar eller för att minska spridningen av cigarettrök på restauranger. Den första vertikala luftridån introducerades förmodligen i USA 1916.
Luftridåer är lokaliserade ventilationsanordningar som kan användas för att minska eller helt eliminera rörelsen av luftmassor genom en öppning, vilket minskar deras skadliga effekter på människors hälsa.
Luftridån bildar en platt, strikt riktad luftström, som hjälper till att undvika värmeförluster som strömmar ut genom öppna öppningar. Således bidrar luftridåer till att öka komforten i inomhusatmosfären.
För att luftkonditionerings-, ventilations- och värmesystem ska kunna utföra sina tilldelade uppgifter fullt ut och bibehålla det nödvändiga mikroklimatet i rummet, är det nödvändigt att minimera värmeförlusten genom att skydda byggnadens hölje, som inkluderar öppna dörr- och fönsteröppningar. Poängen är att med direktkontakt miljö Värmeväxling sker oundvikligen med atmosfären i rummet, vilket har en betydande inverkan på driften av ventilations- och luftkonditioneringssystem, vilket minskar effektiviteten av deras användning, samtidigt som energiförbrukningen ökar. Således störs den termiska balansen i rummet, både i enskilda termiska områden och i hela det luftkonditionerade området. Öppna, fria eller regelbundet öppnade fönster och dörrar ansvarar för denna process. Genom öppningen kommer utomhusluft in i rummet som har en lägre temperatur än inne i rummet. Samtidigt kommer varm rumsluft ut genom den övre delen av den öppna öppningen.
Luftridåer är mest effektiv metod motverka värmeförlust. Klimatkontrollanordningen monteras horisontellt ovanför önskade öppningar eller vertikalt på sidan av öppningarna. En platt, riktad luftström hjälper till att dela upp det yttre och inre utrymmet i olika zoner. Således förvandlas luftridån till en luftskärm eller virtuell dörr, vilket skyddar rummet från yttre påverkan.
Korrekt utvalda och installerade gardiner minskar värmeförlusten i rummen med upp till 90 %, vilket förhindrar drag och snö på vintern, såväl som damm, ludd och insekter på sommaren. Gardiner med värmeelement gör att du kan kompensera för värmeförlust och bibehålla en behaglig inomhustemperatur under den kalla årstiden. Gardinernas effektivitet bestäms av:
Luftströmmens hastighet över hela höjden av den skyddade öppningen när du installerar gardinen ovanför öppningen eller över hela öppningens bredd när den är installerad på sidan;
Värmeeffekten hos tillförselstrålen, som kompenserar för värmeförlust genom den öppna öppningen.
Dessa termiska gardiner väljs enligt höjden och bredden på dörröppningen, som kommer att skyddas från kall luft. Man tror att huvudparametrarna för gardinen är dess längd och varmluftseffekt. Till exempel bör längden på luftridån vara densamma eller något större än dörröppningens bredd, för endast i detta fall kommer det varma luftflödet att helt blockera flödet av kall luft och därigenom skydda dess penetration inuti.
Till exempel, om dörröppningen är mer än 3 meter bred, är det bättre att installera flera termiska gardiner. Man bör komma ihåg att ju högre dörröppningen är, desto kraftfullare bör gardinen vara och producera mer luft. Det rekommenderas att använda gardiner med en kapacitet på 300 m 3 /timme för att skydda små fönster i kiosker och kassaapparater.
Det är mycket viktigt att välja rätt typ av gardin för att skapa optimal effektivitet och komfort. En luftridå med lågt luftflöde stänger inte av drag nära golvet. En alltför kraftfull gardin installerad ovanför låga dörröppningar orsakar en känsla av obehag hos människor under den och skapar ökat driftsljud. Bästa resultatet uppnås genom att täcka hela dörröppningens längd med ett kraftfullt, jämnt luftflöde. Gardinerna kan vara med eller utan luftvärmedel. Ouppvärmda gardiner eliminerar värmeförlust lika effektivt som uppvärmda gardiner, men i vissa fall bör man ta hänsyn till att ouppvärmd luftström kan ge en känsla av drag. Ytterligare uppvärmning av luften ger en behaglig känsla och tillfredsställer behovet av ytterligare värme till den befintliga uppvärmningen av rummet, avfuktar utrymmet intill entrédörrar.
Den erforderliga tillskottsvärmen bestäms utifrån en bedömning av faktorerna huruvida värmeridån är den enda värmekällan i rummet, skillnaden i lufttemperatur mellan kall- och varmluftszonen och kostnader.
Luftprestanda är huvudparametern för alla luftridåer. Hastigheten beror på prestanda luftflöde och följaktligen den optimala installationshöjden för gardinen. Till exempel, för att skydda en standarddörröppning med en bredd på 0,8-1,0 meter och en höjd på 2,0-2,2 meter, krävs en gardin med en kapacitet på 700-900 m 3 /h. I detta fall kommer luftflödeshastigheten vid gardinutgången att vara 6-8 m/s och vid golvnivån - 1,5 - 2,0 m/s. Om du installerar en gardin med lägre kapacitet kommer kall luft att tränga in genom den nedre delen av dörröppningen, och den önskade effekten av den termiska gardinen uppnås endast delvis. Observera att om det finns en vestibul kan användningen av en gardin med låg prestanda vara helt motiverad - dubbla dörrar skapar en ytterligare barriär mot kall luft och tillåter användningen av en billigare gardin.
Termiska gardiner har en längd från 600 till 2000 mm. De mest använda enheterna är 800-1000 mm långa, designade för installation ovanför vanliga dörröppningar. Längden på den valda gardinen bör vara lika med eller något större än öppningens bredd, eftersom endast i detta fall kommer luftflödet att blockera den helt och förhindra att kall luft kommer in. Om öppningen är mycket bred (mer än 2 meter), bör flera enheter installeras nära varandra.
Förutom att stänga av uteluften kan termogardinen även värma upp luften i rummet. För ungefärliga beräkningar kan det antas att för att värma 10 m2 av ett ouppvärmt rum, med en takhöjd på 2,8 - 3,0 m, krävs 1 kW effekt. Man tror att rummets väggar och tak har bra värmeisolering (huvudbyggnaden), eftersom det är nästan omöjligt att värma en tillfällig struktur (järnstall, hangar) - värmen kommer att fly genom tunna väggar. Om luftridån är avsedd att installeras i ett väl uppvärmt rum, så krävs inte värmefunktionen, och du kan välja en modell med minimal effekt eller en så kallad luftridå - utan värmefunktion. Observera att luftflödets skyddande egenskaper endast bestäms av luftens hastighet och inte på något sätt är relaterade till dess temperatur, därför är gardinens kraft en extra, och inte huvudegenskapen.
Alla gardiner med värmefunktion har en funktion - vid utloppet av även en mycket kraftfull gardin blir luften bara varm och aldrig varm. Detta förklaras hög hastighet blåsande värmeelement, så värmeridån kan inte jämföras med en värmepistol eller värmefläkt, där blåshastigheten är flera gånger lägre och lufttemperaturen är motsvarande högre.
De flesta termiska gardiner är designade för horisontell installation ovanpå en öppen öppning. Det händer dock att en sådan installation är omöjlig eller opraktisk. I dessa fall används en vertikal termisk gardin, som installeras på sidan av öppningen. Följaktligen kommer luftflödet från den vertikala gardinen att riktas horisontellt. Höjden (längden) på den vertikala gardinen måste vara minst 3/4 av höjden på den skyddade öppningen. Annars skiljer sig en vertikal termisk gardin inte från en horisontell.
Varje termisk gardin har minst två strömbrytare - en slår på fläkten, den andra slår på värmeelementen. Utöver detta har vissa gardiner två- eller trestegs värmeeffektregulatorer och tvåhastighetsfläktar. Kontrollpanelen kan vara antingen inbyggd eller fjärransluten (kabelansluten). Inbyggda fjärrkontroller används endast på små gardiner för vanliga dörr- och fönsteröppningar, annars blir knapparna svåra att nå. Fjärrkontrollpaneler används med semi-industriella och industriella luftridåer - en sådan kontrollpanel kan installeras på vilken bekväm plats som helst.
Utöver fjärrkontrollen kan du installera en termostat som stänger av värmeelementen (eller hela gardinen) när den inställda temperaturen i rummet uppnås.
Förutom modeller med elvärme finns det gardiner med vattenförsörjning - vattentermiska gardiner. Som namnet antyder är värmekällan i sådana gardiner varmt vatten, som försörjs från centralvärmesystemet. Den ökade komplexiteten med att installera vattengardiner kompenseras av låga driftskostnader och hög effekt. Sådana gardiner används vanligtvis i industribyggnader med stora öppna öppningar.
Kapitel 1 .
1.1. Litteraturrecension .
1.1.1. Allmän information .
Metoder för att beräkna luftridåer har utvecklats av ryska forskare sedan 1936. Inledningsvis baserades beräkningen av luftridåer på att bestämma banan för luftridåns jetaxel denna metod förbättrades av G. N. Abramovich, I. A. Shepelev, V. V. Baturin, S. E. Butakov. Alla dessa metoder tog inte hänsyn till byggnadens lufttäthetsegenskaper. Dessutom var kriteriet för gardinens portegenskaper tillståndet för skärningen av gardinstråleaxeln med grindplanet på ett avstånd från utgången från gardinslitsen lika med bredden på öppningen som blockeras. Den mest använda metoden är för beräkning av luftridåer, där gardinens luftflöde bestäms med hänsyn till vindbelastningen och graden av täthet i det skyddade rummet. Denna metod presenteras i Designer's Handbook Del 3. Ventilation och luftkonditionering.
Luftridåns dimensioner baseras på balansen mellan strålens bärande flöde och tryckskillnaden i dörröppningen. Det finns också en del fakta som måste beaktas, såsom arbetsstationernas placering i förhållande till dörröppningen, dammfördelning, tillåten ljudnivå, maximalt flöde och installationsutrymme. Trycket i öppningarna beror på temperaturskillnaden mellan inomhus- och utomhusluft, byggnadsskalets täthet samt läckagevägens placering och storlek. Temperaturskillnaden skapar en tryckfördelning längs hela byggnadens fasad.
På förslag av F.G. VTZ proskurs började användas inom kolindustrin för att bekämpa damm som genererades när kol lastades i tankar. I ventilationspraxis började luftstråleskydd användas för att lokalisera skadliga utsläpp från processutrustning (fläktar över industribad, gardiner vid öppningarna i termiska ugnar, nära torktumlare, etc.). Men luftridåer används mest för att bekämpa kall luft som tränger in genom öppningarna på portar och dörrar på vintern. Därför är de flesta teoretiska och experimentella verk ägnade åt studiet av denna typ av gardin.
Luftridåstrålen utvecklas i ett tvärgående flöde av gaser eller luft. Utvecklingen av en jet i ett driftflöde har länge uppmärksammats av forskare. Flöden av detta slag är allmänt kända inom tekniken: olika gardiner, förbränningskammare i gasturbiner, blästring i ugnarna i ångpannor, spridning av rök från rör, gasbrännare, etc. Studiet av alla dessa fenomen bygger på teorierna om jetflöden - en fri nedsänkt stråle, isotermiska jetstrålar, en luftström som fortplantar sig i ett drivande flöde.
Den mest studerade typen av turbulent jet är den fria, nedsänkta jetstrålen. För närvarande är flera teorier om fri turbulens kända: Prandtls teori, Taylors teori, Prandtls nya teori, teorin om Reichard, Mattioli och andra författare. Baserad existerande teorier fri turbulens och med deras hjälp utvecklade professor G.N. Abramovich teorin om fria jetplan.
E.I. Polyakov föreslog att den initiala turbulensen inte påverkar arten av utbredningen av den fria strålen och fann att i huvudsektionen observeras samma vinkel för jetexpansion, oavsett utformningen av munstycket från vilket utflödet sker. Naturen av förändringen i hastigheten för en fri stråle påverkas direkt endast av strålens kinematiska impuls, som beror på formen av den initiala profilen för hastighetsfältet. Experimentella data bekräftade antagandet att de absoluta värdena för strålens kinematiska och energiegenskaper endast beror på strålens rörelsemängd när den lämnar munstycket. Denna position beaktas i den nya teorin om fria turbulenta jetstrålar av G. N. Abramovich och i verk av V. N. Taliev.
Lösningen på många ventilationsproblem (luftvärme, luftning, etc.) är förknippad med lagarna för utveckling av icke-isotermiska strålar. Det första försöket att bestämma banan för en icke-isoterm stråle gjordes av V.V. Baturin och I.A. Shepelev. Deras arbete fastställde att krökningen av en icke-isoterm stråle beror på Archimedes-kriteriet. Kinematiska lösningar användes för att bestämma jetaxelns bana. Som ett resultat av den grafiska additionen av hastighetsvektorerna för vindflödet som kommer in i grinden och medelhastighetsvektorerna längs luftridåstrålens axel, erhöll V.V. Shepelev en ekvation för den krökta axeln för luftridåstrålen.
S. S. Syrkin och D. N. Lyakhovsky studerade experimentellt formen av en ström av uppvärmd luft som strömmar in i luften vid normal temperatur. De experimentella resultaten gav en signifikant avvikelse från den teoretiska lösningen av V.V. Baturin och I.A. Shepeleva.
G. N. Abramovich, med hjälp av experimentella data, utvecklade teoretisk metod beräkning av formen på en krökt stråle för ett horisontellt utflöde senare, ekvationen för jetbanan i mer allmän syn gavs av I. A. Shepelev. Sedan erhöll I. A. Shepelev analytiskt de huvudsakliga beräknade beroenden för fria icke-isotermiska jetstrålar olika former: axelsymmetrisk, platt och fläkt. Teorin om I. A. Shepelev ger bra konvergens för fontäner, samtidigt skiljer sig värdena för axiell hastighet och övertemperatur i vissa fall avsevärt från experimentdata.
Analytiska formler för beräkning av banan för en icke-isometrisk stråle erhölls också av V.N. Taliev och V.S.
Teoretiska och experimentella studier av luftridåer kan delas in i två grupper:
· arbete där luftströmmens bana studeras;
· verk som betraktar gardinen som ett spjäll som minskar mängden luft som passerar genom öppningen.
1.1.2. Luftstrålar i ett driftflöde
Strålens växelverkan med det drivande flödet är mycket komplext. När strålen strömmar in i driftflödet i en viss vinkel mot den senare, böjs strålens axel, under påverkan av driftflödet, i luftrörelseriktningen. G.S. Shandorov fastställde genom direkt mätning att det framför gasstrålen i det drivande flödet och i den främre delen av själva strålen finns en zon med ökat statiskt tryck, och i den bakre delen av strålen och bakom strålen finns en rarfaktionszon. Tryckskillnaden på båda sidor av strålen är den fysiska orsaken till krökningen av dess bana. Den cirkulära strålens tvärsnittsform deformeras under inverkan av det drivande flödet och blir hästskoformad. Detta förklaras av det faktum att strålens perifera skikt, som har låg hastighet och intensivt blåses bort med luft, har en större bana krökning än strålens huvudmassa.
Naturen för växelverkan mellan strålen och det drivande flödet är sådan att det bakom strålen och i själva strålen finns sekundära virvelflöden. Som ett resultat bör processen att blanda gas med luft i en sådan stråle ske mycket mer intensivt än i en stråle som strömmar in i ett stationärt medium. Baserat på mätningar i flera normala sektioner av strålen konstaterades dock att massan av en stråle som utvecklas i ett tvärgående flöde förändras ungefär på samma sätt som en fri.
Banorna för jetutbredning i ett driftflöde studerades mest i Yu V. Ivanovs verk. Han studerade banorna för enstaka runda, platta och rektangulära strålar i ett fritt tvärgående och begränsat flöde, samt banorna för runda och rektangulära strålar placerade i rad i ett tvärgående begränsat fält.
För att skapa en platt stråle, munstycken med en bredd på 0,9; 2,7; 4,0 mm. Experimenten utfördes vid två kvotvärden absoluta temperaturerТ2/ T1=1 och 2. I detta fall varierade förhållandet mellan strålens kinetiska energier och det drivande flödet inom ett brett område från 400 till 12,5. Experimenten utfördes med munstycken orienterade i vinklarna a=0° och a=30°. Jetutvecklingsdiagrammet visas i fig. 1.1.
Ris. 1.1. Schema för jetutveckling i ett tvärgående flöde
Som ett resultat av bearbetning av experimentella data föreslog Yu B. Ivanov en ekvation för att beräkna en platt stråle i ett driftflöde:
Var om cirka- munstyckets halva bredd;
y är avståndet från munstycksaxeln vinkelrätt mot det drivande flödet;
x är avståndet från munstycksaxeln i drivflödets riktning;
v, w o- hastighet för gasutflöde och driftflöde;
p, p o- densitet av gas och driftflöde;
A- jetstrukturkoefficient;
q är en hydrodynamisk parameter lika med förhållandet mellan strålens och flödets kinetiska energier.
Som jetaxeln tog Yu V. Ivanov linjen som förbinder punkterna med maximala hastigheter.
1965 satte S.E. Butakov och V.D. Stoler upp ett speciellt experiment för att testa antagandet som accepterats av många författare om konstanten av momentumet i turbulenta jetstrålar. Resultaten visade att mängden rörelse i strålen som strömmar från ett runt hål in i driftflödet förblir konstant, men är alltid mindre än i frånvaro av driftflöde, och ju mindre desto större lutningsvinkel för strålen mot flödet och hastigheten på driftflödet.
I.B. Palatnik och D.Zh. I den analytiska lösningen bestäms strålens bana genom att dra upp en kraftbalans på ett utvalt element i strålen. Den sista jetbanan har ekvationen komplext utseende och dess beräkningar utfördes med en numerisk metod. En experimentell studie av flödets struktur, egenskaperna hos denna typ av jetrörelse och mönstren av kraftfältet som verkar på strålen i både isotermiska och icke-isotermiska flöden återspeglas i arbetet. För d= 20 mm, a = 90° och q = 0,17*0,04 Följande formel för jetbanan erhölls:
Författarna till arbetet ansåg att strålens bana var den geometriska platsen för de punkter som är centrum för impulser i varje sektion av strålen. Dessa experiment visade att massflödet i en stråle i ett drivande flöde växer flera gånger snabbare än i en stråle som strömmar in i ett stationärt medium. Tillförlitligheten av detta resultat stöds av det faktum att de utförda mätningarna visade konstansen hos överskottsvärmeinnehållet i olika tvärsnitt av strålen. Nivån av turbulens i en sådan stråle visade sig vara betydligt högre än i en fri nedsänkt stråle och nådde 35 % på platsen för den största krökningen av banan.
Varje turbulent stråle som strömmar nära vilken yta som helst kommer att påverkas av denna yta. Detta är ett fenomen som har kommit in teknisk litteratur kallade "Coanda-effekt" pjäser viktig roll när man studerar gasstrålars krökning.
De första försöken att teoretiskt belägga detta fenomen gjordes 1960 av S. Burkwi och V. Newman. Beräkningen baserades på följande premisser: trycket inuti cirkulationszonen är fördelat jämnt, strålens mittlinje böjer sig längs en cirkelbåge med radien R, strålens bredd är liten jämfört med radien R, fördelningen av hastigheter i en krökt stråle uppstår i analogi med en fri stråle, rörelsemängden i strålen förblir konstant.
Som ett resultat fick författarna till studien en ekvation för att bestämma huvudparametrarna för en jet som utvecklas nära en plan yta. Således bestäms avståndet längs en platt stråle till punkten för uppdelning av flödet i direkt och omvänd av följande förhållande:
Lutningsvinkel för strålen när den möter en plan yta:
Var finns en konstant
G. N. Abramovich erhöll en ekvation för jetaxeln, baserad på tillägget av flödeshastighetsvektorn med medelhastighetsvektorn i en given sektion av strålen.
Arbetet av G. N. Ufimtsev och Zh B. Belotelov reducerades till att bestämma strålens krökta axel med hjälp av teorin om V. V. Baturin och I. A. Shepelev. Senare föreslog I. A. Shepelev ny metod beräkning av gardiner, också baserat på användningen av principen om överlagrade flöden. I denna metod, för att hitta ekvationen för axelbanan, adderades funktionerna för strålströmmen och det drivande flödet, och det antogs att det statiska trycket i strålen förblir konstant. I. A. Shepelev erhöll formler som kan användas för att bestämma mängden luft som kommer in i rummet under inverkan av gardinen. Ovanstående lösningsmetod är dock giltig för ideala vätskor, dvs. när interaktionen av flöden inte tar hänsyn till påverkan av luftens viskositet. Därför har de föreslagna analytiska uttrycken ett signifikant fel jämfört med experimentella data.
Därefter blev dynamiska lösningsmetoder utbredda.
G. N. Abramovich använde det schema som föreslagits av M. S. Volynsky, enligt vilket strålens krökning bestämdes från tillståndet att balansera kraften som orsakas av tryckskillnaden på strålens främre och bakre väggar med centrifugalkraft. Genom att anta strålens form i form av en ellips, och strålens expansionskoefficient är densamma som den för en rektangulär stråle, fick G. S. Abramovich följande ekvation för strålaxeln:
Var: 
Cn är kraftkoefficienten beroende på vingformen.
För att bestämma axeln för en platt jet i ett driftflöde föreslog han
uttryck:
Experimentella studier har visat att värdet av motståndskoefficienten C P När ett luftflöde strömmar runt en jet, påverkar skillnaden i statiskt tryck runt strålen.
Vakhlamov erhöll ekvationen för jetaxeln genom att använda ekvationen av momentum under interaktionen av jetstrålar med flödet i projektioner på koordinataxlarna. Även om ganska grova antaganden görs i lösningsprocessen, stämmer de teoretiska data väl överens med experimentdata för en axisymmetrisk stråle.
T.A. Girshovich kunde teoretiskt hitta inte bara formen på en platt jets axel, utan också dess gränser och hastighetsprofil i olika tvärsnitt. Problemet löstes i ett krökt koordinatsystem, vars abskissaxel är i linje med jetaxeln och ordinataaxeln är normalen till den. I detta koordinatsystem skrivs gränsskiktsekvationerna för blandningszonen med hänsyn till tryckfältet som skapas av centrifugalkrafter och variabel hastighet. För att bestämma strålens yttre gräns (från sidan av det mötande flödet) betraktades det senare konventionellt som gränsytan för strömmen som erhölls från tillägget av det mötande potentialflödet med ett system av källor placerade på en linje parallell med det mötande flödet och passerar genom strålens början. Dessutom valdes distributionen av källor från ytterligare villkor, vilket går ut på att säkerställa att trycket vid gränsen för den mötande flödesstrålen är detsamma.
T. A. Girshovich genomförde också en experimentell studie av huvud- och initialsektionerna av strålen i driftflödet. När vi studerade huvudsektionen tog vi hänsyn till en stråle som kom ut från ett munstycke som var 1,5 mm brett. och längd 300 mm. Drivflödet skapades av en vindtunnel med en diameter på 44 mm. En jämförelse av den teoretiska lösningen med den experimentella av T. A. Girshovich visade att jetaxeln, analytiskt beräknad, inte sammanfaller med experimentdata. Arbetet föreslår också teoretiska beroenden för att beräkna en fläktstråle som utvecklas i ett passerande flöde. 1973 föreslog T. A. Girshovich, när man beräknade parametrarna för en platt turbulent jet i ett driftflöde, att man skulle ta hänsyn till storleken på vakuumet bakom jetstrålen som en viss empirisk konstant. Baserat på experimentella data fastställde hon att storleken på vakuumet i det drivande flödet bakom strålen är konstant och lika med:
E.V. Rzhevsky och V.A. Kosterin genomförde en studie av utbredningen av fläkt och parade platta jetstrålar i ett tvärgående flöde, baserat på växelverkan mellan krafter som verkar på en elementär sektion av strålen. De bekräftade experimentellt att formen på axeln för fläkt och parade platta strålar i ett drivande flöde beror på den hydrodynamiska parametern. För en fläktstråle vid β = 90° och q = 14-65 erhölls:
Experiment har visat att en fläktstråle avböjs mer än en enda platt.
N.I. Akatnov föreslog en annan metod för att teoretiskt lösa problemet med utvecklingen av en rund turbulent jet i ett tvärgående flöde. Han fann förändringen i momentum som uppstår under verkan av profilmotstånd och "dräneringsmotstånd", som uppstår på grund av det faktum att den konventionella gränsen för strålen är permeabel. Ekvationerna han fick för jetaxeln och fördelningen av maximala hastigheter längs jetaxeln ger tillfredsställande överensstämmelse med Ivanovs experiment.
Y. M. Wiesel och J. D. Mostinsky, i analogi med G. N. Abramovichs arbete, betraktade i sina analytiska lösningar strålen som en vinge på vilken kraften från det mötande flödet verkar. Författarna bestämde formen på axeln för en platt stråle baserat på mängden motstånd som strålen ger flödet:
Var; Cx är dragkoefficienten för strålen till det drivande flödet.
Jämförelse med experimentella data visade att vid Cx = 5 och β = P/2
experimentens avvikelse från den teoretiska kurvan når ± 20 % (Fig. 1.2). En sådan diskrepans erhölls även för en rund jet i ett drivflöde.
Ris. 1.2. Jetbanor.
I. A. Shepelev gjorde ett försök att bestämma formen på jetaxeln oavsett formen på inloppsöppningen, och beräknade storleken på de verkande krafterna i koordinataxlarnas riktning. Han relaterade dem till distanssteg dx och dy. Ekvationen han erhöll för axeln för en jet som strömmar från en öppning med en godtycklig form under godtycklig vinkel till det drivande flödet, har formen:
vart i, l - munstyckets dimensioner längs och över driftflödet (x-axeln är riktad mot driftflödet, z-axeln är vertikalt uppåt).
Jet aerodynamisk luftmotståndskoefficient MED I. A. Shepelev rekommenderar att du tar det lika med 5.
I N. M. Sokolovas arbete, ägnat åt studiet av vertikala luftfontäner som fortplantar sig i ett driftflöde, används lösningsschemat för I. A. Shepelev. För att fastställa sambandet mellan de krafter som verkar på luftfontänen och förskjutningar, övervägde N. M. Sokolova de momentumekvationer som ritats upp i projektioner på koordinataxlarna. Mottagen allmänna formler, definierar koordinaterna för axeln för den demolerade kompakta platta luftfontänen.
För en drivande isotermisk stråle som strömmar från ett slitsformat hål har formeln formen:
där: Кn – konstant faktor;
En liknande ekvation erhölls också av Ya. M. Vizel, I. L. Mostinsky
Värdet på den numeriska faktorn Kn = 2,85.
G.S. Shandorov, med utgångspunkt från jämviktstillståndet mellan den aerodynamiska kraften som böjer strålen och den centrifugalkraft som verkar på jetelementet, härledde en ekvation som relaterar koordinaterna för jetaxeln:
Hans experiment med en stråle som strömmar in i flödet i en vinkel på 60°, med ett förhållande mellan flödets dynamiska tryck och strålen q = 0,0403 - 0,4 och en konstant Cn = 4,7, visade tillfredsställande överensstämmelse med ekvation.
A. M. Epshtein, med hjälp av G. N. Abramovichs teoretiska utveckling, erhöll ekvationen för axeln för den transporterade icke-isotermiska strålen:
Var: P- experimentell konstant;
Ah - Arkimedes kriterium.
I. V. Kalendaite och M. Ya erhöll ekvationen för banan för en platt fri stråle vid olika tryck på båda sidor:
där: k - dimensionslös koefficient.
En metod för att beräkna deformationen av axlarna för dubbelplan-parallella jetstrålar med hänsyn till skillnaden i statiskt tryck i det närmande området föreslogs 1966 av B. G. Khudenko.
Precis som i B.G. Khudenko antog att turbulenta pulsationer inte tränger in i utrymmet mellan strålarna, är luftrörelsen i detta område potentiell till sin natur och sker utan förlust av totalt tryck. För att analytiskt uttrycka hastighetsprofilen antog han G. Schlichtings formel. Vakuumkoefficienten mellan strålarna uttrycks för den initiala sektionen:
för huvuddelen: område:
där: A2 är en teoretisk konstant;
ao - experimentell konstant;
- sektionens relativa avstånd från strålens pol.
Enligt , kan värdena för de återstående konstanterna tas som φ1 = 0,981; φ2 = -2,04; Al=0,45; φgr = 2,412.
Koordinater för axeln för en krökt gasstråle
Inverkan av luftutstötning från inter-jet-utrymmet försummades och det antogs att axlarna för blandningsstrålarna utbreder sig rätlinjigt. Ökningen av statiskt tryck i strålblandningsområdet togs inte med i beräkningarna.
År 1968 föreslog K. Forster, A. K. Misro och D. G. Mitchell vid beräkningen av en jetstråle som häftade på en plan yta att man skulle ta hänsyn till påverkan av en zon med ökat statiskt tryck som uppstår vid kollisionspunkten för jetstrålen med ytan.
I motsats till det välkända arbetet föreslog de att ta hänsyn till medelvärdet av ökat statiskt tryck i ekvationen av momentum för en krökt stråle, i området för dess närmande till ytan, istället för värdet av atmosfäriskt tryck. tryck.
År 1970 fick V. A. Arutyunov och Yu M. Perepelkin en ekvation för längden på ytan med hjälp av teoretiska utvecklingar och tillämpade G. Schlichtings formel för ett lager med ändlig tjocklek för att beskriva fördelningen av hastigheter i en platt stråle. cirkulationszonen som bildas vid vidhäftning av en platt stråle mot ytan.
De grundläggande lagarna som styr rörelsen av turbulenta fria jetstrålar är desamma som för begränsade flöden. Deras rörelse beskrivs av ekvationer (VI, 19) och molekylära och turbulenta spänningar och pulserande hastigheter verkar också i dem. Men frånvaron av fasta gränser bestämmer också ett antal av deras egenskaper.
I fig. Figur 44 visar ett diagram över en fri stråle.
Startpunkten för en fri jet kallas jetpolen. I praktiken har emellertid strålens initiala tvärsnitt alltid vissa dimensioner. I detta fall definieras jetpolen som skärningspunkten för strålens yttre gränser.
När luftflödet lämnar den initiala sektionen AB (se fig. 44) störs strålarna vid dess kant, vilket resulterar i bildandet av ett expanderande turbulent gränsskikt A"AC BB". Mellan dess inre gränser AS och BS finns en kärna av konstanta hastigheter, inom vilken de longitudinella hastigheterna förblir konstanta (fig. 45) och lika med medelhastigheten i den initiala sektionen.
Longitudinella hastigheter i en fri stråle har ett maximalt värde på sin axel, minskande till noll vid den yttre gränsen. Absoluta värden hastigheter minskar också med avståndet från den initiala sektionen.
En mycket viktig egenskap hos fria strålar är tryckkonstansen genom hela strålens volym och dess likvärdighet med lufttrycket utanför strålen.
Strålens centrala kärna, genom varje tvärsnitt av vilken samma mängd luft passerar per tidsenhet, lika med den i den initiala sektionen, kallas en kärna med konstant massa.
Utrymmet mellan kärnan med konstant massa och strålens yttre gräns upptas av fästmassor, som medbringas av kärnan med konstant massa och rör sig i samma riktning och bildar en integrerad del av den fria strålen. Volymen av tillförda massor ökar i rörelseriktningen. De tillsatta massorna spelar stor roll i massutbyte mellan den fria strålen och miljön, eftersom de är "förmedlaren" av utbytet mellan den rena luften i kärnan och den förorenade luften i vilken den fria strålen utbreder sig. Detta utbyte sker som ett resultat av närvaron av tvärgående pulserande hastighetskomponenter vid den yttre gränsen av den fria strålen.
Omfattande studier av fria jetstrålar under gruvförhållanden utfördes av V. N. Voronin. Räckvidden för en fri jet är enligt V.N 
(VI,39);
där S är utgrävningens tvärsnittsarea;
b – det maximala avståndet från utgrävningsväggen som tillför luft (eller från ventilationsröret) till utgrävningsväggen till vilken den fria strålen sträcker sig;
a är jetstrukturkoefficienten lika med 0,06–0,08. Luftflöde i en godtycklig sektion av huvudsektionen av den cirkulära strålen, åtskilda av ett avstånd X från utloppet med radie R0, är lika med 
(VI,40)
där (Q0 – luftflöde i den initiala sektionen.
Den högsta intensiteten av turbulenta pulseringar i strålens huvudsektion, bestämd med formeln (VI.34), observeras på ett avstånd av 0,2–0,5 av strålens radie. Intensiteten av turbulens ökar längs strålen, och pulsationsfrekvensen minskar. De största virvlarna observeras i den axiella delen av strålen. Karakteristiskt är blandningsvägens konstanthet i strålens tvärsnitt och proportionalitet till dess avstånd från mynningen. Att virvla strålen ökar blandningsvägen avsevärt och därmed dess blandningskraft.
Gratis jetplan har stor betydelse i gruvventilation: de arbetar i kammarformade arbetsplatser, i bottenhålsutrymmena i återvändsgränder, ventilerade av insprutningsfläktar, i utrymmena mellan fästramar, etc.
Laminär är ett luftflöde där luftströmmar rör sig i en riktning och är parallella med varandra. När hastigheten ökar till ett visst värde får luftströmmar, förutom hastigheten framåt, även snabbt föränderliga hastigheter vinkelrätt mot riktningen framåtrörelse. Ett flöde bildas, som kallas turbulent, d.v.s. oordnat.
Gränsskikt
Gränsskiktet är ett skikt där lufthastigheten varierar från noll till ett värde nära den lokala luftflödeshastigheten.
När ett luftflöde strömmar runt en kropp (fig. 5) glider inte luftpartiklar över kroppens yta utan saktas ner, och lufthastigheten vid kroppens yta blir noll. När man rör sig bort från kroppens yta ökar lufthastigheten från noll till luftflödets hastighet.
Gränsskiktets tjocklek mäts i millimeter och beror på luftens viskositet och tryck, kroppens profil, ytans tillstånd och kroppens läge i luftflödet. Gränsskiktets tjocklek ökar gradvis från framkant till bakkant. I gränsskiktet skiljer sig naturen hos luftpartiklarnas rörelse från naturen av rörelsen utanför den.
Låt oss betrakta en luftpartikel A (fig. 6), som är belägen mellan luftströmmar med hastigheterna U1 och U2, på grund av skillnaden i dessa hastigheter som appliceras på motsatta punkter av partikeln, roterar den, och ju närmare denna partikel är kroppens yta, desto mer roterar den (där skillnadshastigheterna är högst). När du rör dig bort från kroppsytan rotationsrörelse partikeln saktar ner och blir lika med noll på grund av att luftflödets hastighet och gränsskiktets lufthastighet är lika.
Bakom kroppen förvandlas gränsskiktet till en medströmsstråle, som suddas ut och försvinner när den rör sig bort från kroppen. Turbulensen i kölvattnet faller på flygplanets svans och minskar dess effektivitet och orsakar skakningar (bufféfenomen).
Gränsskiktet är uppdelat i laminärt och turbulent (fig. 7). Med ett stadigt laminärt flöde av gränsskiktet uppträder endast krafterna inre friktion, orsakat av luftens viskositet, så luftmotståndet i det laminära skiktet är lågt.
Ris. 5
Ris. 6 Luftflöde runt en kropp - retardation av flödet i gränsskiktet
Ris. 7
I ett turbulent gränsskikt sker en kontinuerlig rörelse av luftströmmar i alla riktningar, vilket kräver Mer energi för att upprätthålla en slumpmässig virvelrörelse och som en konsekvens av detta skapas ett större motstånd mot luftflödet till den rörliga kroppen.
För att bestämma arten av gränsskiktet används koefficienten Cf. En kropp med en viss konfiguration har sin egen koefficient. Så, till exempel, för en platt platta är motståndskoefficienten för det laminära gränsskiktet lika med:
för ett turbulent lager
där Re är Reynoldstalet, uttrycker förhållandet mellan tröghetskrafter och friktionskrafter och bestämmer förhållandet mellan två komponenter - profilmotstånd (formmotstånd) och friktionsmotstånd. Reynolds nummer Re bestäms av formeln:
där V är luftflödeshastigheten,
I - kroppsstorlekens karaktär,
kinetisk viskositetskoefficient för luftfriktionskrafter.
När ett luftflöde strömmar runt en kropp övergår gränsskiktet vid en viss punkt från laminärt till turbulent. Denna punkt kallas övergångspunkten. Dess placering på kroppsprofilens yta beror på luftens viskositet och tryck, luftströmmarnas hastighet, kroppens form och dess position i luftflödet samt ytjämnheten. När man skapar vingprofiler strävar designers efter att placera denna punkt så långt som möjligt från profilens framkant och därigenom minska friktionsmotståndet. För detta ändamål används speciella laminerade profiler för att öka vingytans jämnhet och ett antal andra åtgärder.
När luftflödets hastighet ökar eller kroppens positionsvinkel i förhållande till luftflödet ökar till ett visst värde, separeras vid en viss punkt gränsskiktet från ytan, och trycket bakom denna punkt minskar kraftigt.
Som ett resultat av att trycket vid kroppens bakkant är större än bakom separationspunkten uppstår ett omvänt luftflöde från en zon med högre tryck till en zon med lägre tryck till separationspunkten, vilket medför separation av luftflödet från kroppens yta (fig. 8).
Ett laminärt gränsskikt lossnar lättare från en kropps yta än ett turbulent gränsskikt.
Kontinuitetsekvation för luftflöde
Kontinuitetsekvationen för en luftströmsstråle (luftflödeskonstans) är en aerodynamisk ekvation som följer av fysikens grundläggande lagar - bevarande av massa och tröghet - och fastställer förhållandet mellan densitet, hastighet och tvärsnittsarea av en luftstråle.
Ris. 8
Ris. 9
Vid övervägande accepteras villkoret att luften som studeras inte har egenskapen kompressibilitet (fig. 9).
I en ström med variabelt tvärsnitt strömmar en andra volym luft genom sektion I under en viss tidsperiod, denna volym lika med produkten luftflödeshastighet per tvärsnitt F.
Det andra luftmassflödet m är lika med produkten av det andra luftflödet och densiteten p av strömmens luftflöde. Enligt lagen om energibevarande är massan av luftflödet m1 som strömmar genom sektion I (F1) lika med massan m2 för det givna flödet som strömmar genom sektion II (F2), förutsatt att luftflödet är konstant:
m1=m2=konst, (1,7)
m1F1V1=m2F2V2=konst. (1,8)
Detta uttryck kallas ekvationen för kontinuitet för en ström av luftflöde i en ström.
F1V1=F2V2= konst. (1,9)
Så från formeln är det tydligt att samma volym luft passerar genom olika delar av strömmen under en viss tidsenhet (sekund), men med olika hastigheter.
Låt oss skriva ekvation (1.9) i följande form:
Formeln visar att hastigheten på strålens luftflöde är omvänt proportionell mot strålens tvärsnittsarea och vice versa.
Luftflödesekvationen fastställer således förhållandet mellan strålens tvärsnitt och hastigheten, förutsatt att strålens luftflöde är stabilt.
Statiskt tryck och hastighetshuvud Bernoullis ekvation
flygplans aerodynamik
Ett flygplan som befinner sig i ett stillastående eller rörligt luftflöde i förhållande till det upplever tryck från det senare, i det första fallet (när luftflödet är stillastående) är det statiskt tryck och i det andra fallet (när luftflödet rör sig) är det dynamiskt tryck kallas det oftare höghastighetstryck. Det statiska trycket i strömmen liknar trycket hos en vätska i vila (vatten, gas). Till exempel: vatten i ett rör, det kan vara i vila eller i rörelse, i båda fallen är rörets väggar under tryck från vattnet. Vid vattenrörelse blir trycket något mindre, eftersom ett höghastighetstryck har uppstått.
Enligt lagen om energibevarande är energin för en luftström i olika delar av en luftström summan rörelseenergi flöde, potentiell energi tryckkrafter, inre flödesenergi och kroppspositionsenergi. Detta belopp är ett konstant värde:
Ekin+Er+Evn+En=sopst (1.10)
Kinetisk energi (Ekin) är förmågan hos ett rörligt luftflöde att utföra arbete. Det är lika
där m är luftmassa, kgf s2m; V-luftflödeshastighet, m/s. Om vi ersätter luftmassadensiteten p istället för massan m får vi en formel för att bestämma hastighetstrycket q (i kgf/m2)
Potentiell energi Ep är förmågan hos ett luftflöde att utföra arbete under inverkan av statiska tryckkrafter. Det är lika (i kgf-m)
där P är lufttryck, kgf/m2; F är luftströmmens tvärsnittsarea, m2; S är den väg som 1 kg luft färdas genom en given sektion, m; produkten SF kallas den specifika volymen och betecknas med v. Genom att ersätta värdet på den specifika luftvolymen i formeln (1.13) får vi
Intern energi Evn är förmågan hos en gas att utföra arbete när dess temperatur ändras:
där Cv är värmekapaciteten hos luft vid en konstant volym, cal/kg-deg; T-temperatur på Kelvin-skalan, K; A är den termiska ekvivalenten av mekaniskt arbete (kal-kg-m).
Från ekvationen är det tydligt att luftflödets inre energi är direkt proportionell mot dess temperatur.
Positionsenergi En är luftens förmåga att utföra arbete när läget för tyngdpunkten för en given luftmassa ändras när den stiger till en viss höjd och är lika med
där h är höjdförändringen, m.
På grund av de mycket små värdena för separationen av luftmassornas tyngdpunkter längs höjden i en luftström, försummas denna energi i aerodynamiken.
Med tanke på alla typer av energi i förhållande till vissa förhållanden kan vi formulera Bernoullis lag, som fastställer ett samband mellan det statiska trycket i en luftström och hastighetstrycket.
Låt oss betrakta ett rör (fig. 10) med variabel diameter (1, 2, 3) i vilket luftflödet rör sig. Manometer används för att mäta trycket i de aktuella sektionerna. Genom att analysera avläsningarna av tryckmätare kan vi dra slutsatsen att det lägsta dynamiska trycket visas av en tryckmätare med tvärsnitt 3-3. Detta innebär att när röret smalnar av ökar luftflödets hastighet och trycket sjunker.
Ris. 10
Anledningen till tryckfallet är att luftflödet inte ger något arbete (friktion tas inte med i beräkningen) och därför förblir luftflödets totala energi konstant. Om vi anser att temperaturen, densiteten och volymen av luftflödet i olika sektioner är konstanta (T1=T2=T3;р1=р2=р3, V1=V2=V3), så kan den inre energin ignoreras.
Detta innebär att det i detta fall är möjligt för luftflödets kinetiska energi att omvandlas till potentiell energi och vice versa.
När hastigheten på luftflödet ökar, ökar även hastighetstrycket och följaktligen den kinetiska energin för detta luftflöde.
Låt oss byta ut värdena från formlerna (1.11), (1.12), (1.13), (1.14), (1.15) med formeln (1.10), med hänsyn till att vi försummar den interna energin och positionsenergin, omvandlar ekvationen ( 1.10), får vi
Denna ekvation för varje tvärsnitt av en luftström skrivs på följande sätt:
Denna typ av ekvation är den enklaste matematiska Bernoulli-ekvationen och visar att summan av statiska och dynamiska tryck för varje sektion av en ström av konstant luftflöde är ett konstant värde. Kompressibilitet beaktas inte i detta fall. När man tar hänsyn till kompressibilitet görs lämpliga korrigeringar.
För att illustrera Bernoullis lag kan du göra ett experiment. Ta två pappersark, håll dem parallellt med varandra på kort avstånd och blås in i springan mellan dem.
Ris. elva
Lakanen närmar sig. Anledningen till deras konvergens är att på utsidan av arken är trycket atmosfäriskt, och i intervallet mellan dem, på grund av närvaron av höghastighetslufttryck, minskade trycket och blev mindre än atmosfäriskt. Under påverkan av tryckskillnader böjer pappersark inåt.
Vindtunnlar
En experimentell uppställning för att studera de fenomen och processer som följer med gasflödet runt kroppar kallas en vindtunnel. Funktionsprincipen för vindtunnlar är baserad på Galileos relativitetsprincip: istället för en kropps rörelse i ett stationärt medium studeras flödet stationär kropp gasflöde I vindtunnlar bestäms de aerodynamiska krafterna och momenten som verkar på flygplanet experimentellt, fördelningen av tryck och temperatur över dess yta studeras, flödesmönstret runt kroppen observeras, aeroelasticitet studeras osv.
Vindtunnlar, beroende på omfånget av Mach-tal M, delas in i subljud (M = 0,15-0,7), transonisk (M = 0,7-1 3), överljud (M = 1,3-5) och hypersonisk (M = 5-25) ), enligt driftprincipen - in i kompressor (kontinuerlig verkan), där luftflödet skapas av en speciell kompressor, och ballonger med ökat tryck, enligt kretslayouten - i stängd och öppen.
Kompressorrör har hög effektivitet, de är bekväma att använda, men de kräver skapandet av unika kompressorer med höga gasflöden och hög effekt. Ballongvindtunnlar är mindre ekonomiska än kompressorvindtunnlar, eftersom en del energi går förlorad när gasen stryps. Dessutom begränsas drifttiden av ballongvindtunnlar av gasreserverna i tankarna och sträcker sig från tiotals sekunder till flera minuter för olika vindtunnlar.
Den utbredda användningen av ballongvindtunnlar beror på att de är enklare i designen och att kompressoreffekten som krävs för att fylla ballongerna är relativt liten. Vindtunnlar med sluten slinga använder en betydande del av den kinetiska energin som finns kvar i gasströmmen efter att den passerat genom arbetsområdet, vilket ökar rörets effektivitet. I detta fall är det dock nödvändigt att öka installationens totala dimensioner.
I subsoniska vindtunnlar studeras de aerodynamiska egenskaperna hos subsoniska helikopterflygplan, liksom egenskaperna hos överljudsflygplan i start- och landningslägen. Dessutom används de för att studera flödet runt bilar och andra markfordon, byggnader, monument, broar och andra föremål. Figur visar ett diagram över en subsonisk vindtunnel.
Ris. 12
1 - honeycomb 2 - galler 3 - förkammare 4 - confuser 5 - flödesriktning 6 - arbetsdel med modell 7 - diffusor, 8 - armbåge med roterande blad, 9 - kompressor 10 - luftkylare
Ris. 13
1 - honeycomb 2 - galler 3 - förkammare 4 förvirring 5 perforerad arbetsdel med modell 6 ejektor 7 diffusor 8 armbåge med ledskovlar 9 luftutblås 10 - lufttillförsel från cylindrar
Ris. 14
1 - tryckluftscylinder 2 - rörledning 3 - reglergas 4 - utjämningsgaller 5 - bikaka 6 - deturbuliserande galler 7 - förkammare 8 - förvirring 9 - överljudsmunstycke 10 - arbetsdel med modell 11 - överljudsdiffusor 12 - subsonisk diffusor 13 - vid släpp
Ris. 15
1 - högtryckscylinder 2 - rörledning 3 - styrgas 4 - värmare 5 - förkammare med bikakekaka och galler 6 - hypersoniskt axisymmetriskt munstycke 7 - arbetsdel med modell 8 - hypersonisk axisymmetrisk diffusor 9 - luftkylare 10 - flödesriktning 11 - lufttillförsel till ejektorer 12 - ejektorer 13 - luckor 14 - vakuumtank 15 - subsonisk diffusor
Gasstrålen kallas översvämmad, om det sprider sig i en miljö med samma fysikaliska egenskaper, som hon själv har. När man studerar luftrörelser i ventilationssystem stöter man på olika fall av utbredning av översvämmade strålar. Men när man överväger dessa fall används gratisjetsystemet som det första. En fri jet är en jet som fortplantar sig i en obegränsad miljö. (En stråle som inte begränsas av solida väggar kallas fri.) Strålen kan strömma in i ett stationärt medium, såväl som i en luftström.
I det här fallet finns det:
- · Stringjet, en stråle som strömmar in i en bäck vars hastighetsriktning sammanfaller med strålens riktning.
- · En stråle i ett drivande flöde, om flödeshastigheten är riktad i en vinkel mot strålens axel.
- · En stråle i ett motflöde, när vektorerna för strålens longitudinella hastighet och strömningshastigheten är riktade mot varandra.
Beroende på vilken typ av energi som spenderas på bildandet av strålen särskiljs de:
- · Tillför (mekaniska) jetstrålar skapade av en fläkt, kompressor, ejektor, etc.
- · Konvektiva strålar som bildas på grund av uppvärmning eller kylning av luft nära varma eller kalla ytor på olika kroppar.
Jets kännetecknas också av formen på den initiala sektionen:
- · Om tvärsnittet är cirkulärt kallas strålen asymmetrisk.
- · Om sektionen har formen av en oändligt lång remsa med konstant höjd, så kallas den planparallell eller platt.
Temperaturerna i strömmen och miljön kan vara samma eller olika.
I enlighet med detta görs en skillnad mellan isotermiska och icke-isotermiska strålar. I fig. Figur 3 visar en luftström som bildas när luft pressas in i rummet genom ett hål i väggen. Som ett resultat uppstår en fri luftström. Om lufttemperaturen i bäcken är densamma som i rummet kallas den fri isotermisk stråle.
Beroende på graden av inflytande av det omgivande utrymmet på typen av jetrörelsen, särskiljs de:
- · fria jets;
- · halvbegränsad eller platt, rörlig längs planet som begränsar utrymmet;
- · begränsad (begränsad), flyter in i ett utrymme med ändliga dimensioner, i proportion till strålens initiala dimensioner.
Beroende på flödesläget kan strålarna vara:
- laminärt (flöde där vätska eller gas rör sig i lager utan blandning eller pulsering);
- · turbulent (en form av vätske- eller gasflöde där deras element utför oordnade, ostadiga rörelser längs komplexa banor, vilket leder till intensiv blandning mellan lager av rörlig vätska eller gas).
Turbulenta strålar observeras i ventilationssystem. En annan definition: om det finns rotationshastighetskomponenter i den initiala sektionen, kallas en sådan jet vriden.
Läs mer. I turbulent rörelse, tillsammans med axiell rörelse, finns det också tvärgående rörelse av partiklar. I det här fallet faller partiklarna utanför strålen och överför sin rörelsemängd till massorna av orörlig luft som gränsar till strålen, vilket drar in (skjuter ut) dessa massor, vilket ger dem en viss hastighet.
I stället för partiklarna som lämnar strålen kommer partiklar från den omgivande luften in i den, vilket bromsar strålens gränsskikt. Som en konsekvens av detta utbyte av impulser mellan strålen och den orörliga luften uppträder en ökning av strålens massa och en minskning av hastigheten vid dess gränser.
Strålens bromsade partiklar bildar tillsammans med medryckta partiklar från den omgivande luften ett turbulent gränsskikt, vars tjocklek ökar kontinuerligt med avståndet från utloppet. I kontakt med det stationära mediet på utsidan (5– = 0), och på insidan med kärnan med konstant hastighet (5– = 5– 0), får gränsskiktet en variabel hastighetsprofil. Ris. 4.
Kärnan med konstant hastighet smalnar av när den rör sig bort från utloppet och gränsskiktet tjocknar tills det helt försvinner. Efter detta fyller gränsskiktet redan hela strålens tvärsnitt inklusive flödesaxeln.
Därför åtföljs ytterligare erosion av strålen av en ökning av dess bredd och samtidigt minskar hastigheten på axeln.
Den sektion av strålen där erosionen av kärnan med konstant hastighet fullbordas och på vars axel båda halvorna av gränsskiktet sluter kallas övergångssektion. Sektion av strålen placerad mellan utloppet och övergångssektionen, där hastigheten på axeln förblir oförändrad och lika med den initiala hastigheten?? 0 kallas första Avsnittet efter övergångsavsnittet, där hastigheten på axeln gradvis minskar och tonar ut, kallas huvud Strålens gränser, både externa och kärnan med konstant hastighet, är rätlinjiga. Skärningspunkten O för strålens yttre gränser kallas strålens pol.
Det statiska trycket vid olika punkter av strålen förändras obetydligt och är ungefär lika med trycket i det omgivande utrymmet, d.v.s. gratis jet kan övervägas isobarisk.
Huvudparametrarna för en turbulent jet är axialhastighet 5–, diameter D för runda sektioner och bredd 5° för platta strålar, luftflöde 5¬ Och medelhastighet 5c.
Från de teoretiska och experimentella studierna av Genrikh Naumovich Abramovich följer det att jetens huvudparametrar beror på turbulenskoefficienten A, kännetecknande intensiteten av blandning och beroende på utformningen av munstycket från vilket strömmen flyter. ( Genrikh Naumovich Abramovich(1911-1995) - Sovjetisk forskare inom området teoretisk och tillämpad gasdynamik).
Ju högre turbulenskoefficient A ju mer intensiv blandning och desto större vinkel för ensidig expansion av strålen.
Tabell över turbulenskoefficientvärden A och en jetexpansionsvinkel på 25k för vissa typer av munstycken.
