В. П. Исаченко, В.А. Осипова, А. С. Сукомел - Теплопередача (1013600), страница 42
Текст из файла (страница 42)
Отсюда появляется звняснмость распределения скорости по сечению от Ке. Чем болыее число Рейнольдса, тем резче изменяется скорость вблизи стенки и менее резко — в центральной части потока, т. е. зпюра скорости становится более заполненной (рис. 8-3). В результате отногпенне средней по сеченнто трубы скорости к максимальной (г=О) будет зависеть от числа Рейиольдса. Экспериментально получено, что зта величина емменяегтв слабо и равна 0,8 — 0,9.
Приведенные сведения о распределении скорости в турбулентном потоке прежде всего соответствуют нзотермическим течениям илн течениям с практически не г1роявляююейся переменностью физи ~есквх свойств жидкости. По мере лвгакения жидкости вдпль трубы наблюдается прогрев али охлаждение пристенных слоев, если температура жидкости отлична от температуры трубы. В начале трубы центральное ядро жилкасти епю имеет температуру, равгпто температуре на яхаде.
зго ядро з теплообменс не участвует, нсс иэмснекие температуры сосредоточивается в пристенном слое. Таигн образом, у поверхности грт- ,нрз~ г Я=а Зз бы в ее начальной часгн образуется тепловой погра- Л инчный слой, толШнна которого по мере удаленьи от Хл =л~шз яхода увеличивается. На некотором расстоянии от вхо- Рис ач !ьнеяение рзснрелелеин» т н рагурм ла, равном 1, тепловой пр лн» снэз жпх«ас ч в рузе пограничный слой заполняет все сечение трубы; в дальнейшем вся жидкость участвует в теплообмене, причем интенсивность теплообыена уже не зависит от распределения скорости и температуры на входе. Участок трубы длгпюй 1 „называют начальным тепловым участком или участком термической стабилизацан.
Если при х>1н закон задания граничцых условий па стенке не изменяется, то такой тсплообмен называют стабилпзированв н ы м. В отлвчнс ог эпюр скорости эиюры температур при л) 1„, даже а случае постоянных физических свойств жидкости нс остаются неизмененными (рпс. 8-4). Существенное изменепие граничных успений может привести к аффекту; подобному эффекту формирования — нового теплового пограничного слоя (напри- мер, при резком увеличении теплояой нагруз— ки, при возмушенни потока каким-либо местным препятствием) . В случае постоянных физичгскях снойсгв Рпс а-З 1Ьненезне мест е- жидкости и прв простейших граничных услого свелнегз юзФФиниен- виях (например, 1г=сопз1, Ч,=сопя() коэффи цнент теплоотдачи при стабилизированном ,„„ я „„ „, „„„ тсплообмепе является величиной постоянной (рнс.
8.8). Пронаиодная (811дгУ, и темпеРатУРный напоР б=г — 1ь где 1 — сРеднемассоваЯ по сечению темпеРатура жидкости, при 1е=сопз( убывают вдоль трубы с одинаковой скоростью, если х)1„(нли остаются постоянными при д,=сопи(). На начальном участке произвоцная (81)дг), убывает гораздо быстрее температурного напора. В результате, как следует из уравнения теплоотдачи яа участке термической стабилизации о резко надает н при стабнлиаированпом теплообмепе становится постоянной величиной (рис. 8-5,п). Если на начальном участке изменяется режим течения, то изменение коэффициента теплоотдачи по клане трубы будет иным, например 203 — *'* =0,055 ре — "'* — =.- 0,07 Ре.
! и э случае с,=сопч1 Эти уравнения соотзетствумт преднарктельно гидродннамическп стабилизированному течешио. При ламинарном течении число Рейиользса чозкет достигать ееличнны примерно 2000. При этом для газон, у которых Рг=.1 (напомним, чю Ре=-Кер!) расчетназ длина начальною тепловою участка достигает примерно сга диаметроп. У очень вязких жндкостеа (Ргд!1) значение 1 ., может изменятьси от нескольких сотен до нескольких десятков тысяч диаметров. В последнем случае теплообмен практичглкн всегда происходит в пределах начального учаетка. Согласно многочисленным опытным данным при т)рбулентнол! течении(,= (10э15)г(.
Определим средний коэффнцаент теплоптла ш трубы, если 1)1,„, где 1 — длгна трубы. Пусть на участке О~к<1„, а= — а(х) =акт, а при х~( т и= и .=сопэ1. Тогла ! ! зглх ) «агах+ ~ агах — и, а е е! ! ) шлз ) агля+ ) агах п (а) Интегралы з пределах от 0 до („т Дуюжим образом: ! а„Ы г(х —.-д т1 =э,й(,1„„ й могут бъ!ть представлены сле- и ) б(„эс(х = йз 1, е Подставляя значения ннюгралоз в уравнение (а), получаем: Ы „! ! а= ! э!„х„, г„ как на рис.
8-5,6. Козффипкснт теплоотдачи уменьшается на участке ламинаркаго течения н растет при его разрушении. Затем происхолит стабилизация тсплообмена при турбулентном течении. Длина начального теплового участка зависит от болыпого коли- честна факторов, например от коэффициента теплопроеодности жидкости, наличия гидродинамической стабилизации, числа Рсйнольдса, распределения температур на входе и т. п. Теория показывает, !то прн лаиинариом течении жидкости г. постоннныии физическими параметрами и однородной температурпй на входе в случае (ч=- сопз( где —.:-н+ т(0 1+т(0 бт . бг„,— соответственно средние температурные напоры на участках (1, „1) и (О, 1„,1.
В 0)„=01... у(В =(1 — 1.. В1 '. Подставляя в уравнение (8-1) это значение функнни у()), получаем: / (8-2) Из этого уравнения следует, что в длинных трубах (!л 1 .,) а — е — еп, т. с. при больших 1 аначсния и и н практически совпадают. Например, если а х!е =-1,3, то с точностью до Зе)э средний коэффициент теплоотдачи а будет равен локальному п прп 1= 101, т-у„, 1(лина трубы 1„„ при которой с достаточной степенью точности можно полагать, что средний коэффиниент тсплоотдачи а равен каэффипнентт теплоотдачи при стабилизированном теплообмене а,обычно испольауется в практических расчетах средней теплоотдачи. Очевидно, 1,, является усаовиой расчетной величиной, числовое значение которой аавнсит или ат точности аналитического расчета, нли от точности экспериментальных данных.
В связи с перемевностью физических параьгетров при ламинарном течении (Не<2000) могут иметь место два рсвгима неизотерьгического движенвя: вязкостиый и вяакостно-гравитационный. Законы теплоотдачи для этих двух режимов различны. В ввзкостиа-гравитационном течение силы вязкости и подъемные силы соизмеримы.
Вязксстпый режим имеет место при вреобладаиии сил вяаиостн над подъемными силами„т. е. он соответствует течению вязких жидкостей при отсутствии влияния естественной конвекпии. По сравнению с вязкостно-гравитапиоииым вязкостный режим твм более вероятен, чем меньше диаметр трубы, чем больша вязкость жвдкости и Чем меньше температурный напор. При вязкостном режиме распределение скорости по сечению трубы отклоняется от параболического, так как вследствие изменения температуры по сечению иамеинется и вяакость.
При этом распределение скоростей зависит от того, имело ли место иагревание нли охлаждение жидкосшй (рис. 8-8). При одной и той же срелней по сечению температуре в случае нагревания жидкости ее температура у степин будет больгпш чем при охлаждегши. Чем больше температура капельной жидкости, тем меньше ее вязкость.
В результате прн нагревании жидкости скорость вблизи стенка больше, чем прн охлаждении, н теплаотдача увсличиваетсн. С аналогичным пилением ыы познакомились при рассмотрения теплоатдачи плоской стенки, омываемой потоком капельной жидкости. При течении квпельнай жидкости коэффициент теплоотдачн будет болыпе при нагревании, чем прн охлаждении; различие увеличится прв возрастании температурного напора. При вязкастно-гравитационном режимы помимо влияния изменения вязкости, распределение скоростей 'г в сильной мере зависит от интенсивности н направле- ния токов естественной ионвекции, обусловленных ( ', разностью плотностей менее и более нагретых частиц з ' жидкости.
При отсутствии вынркдеггиаго движения я — определенном изменении температуры распределение !... скоростей при естественной конвекции жидкости име( ', ет вид, изображенный на рис. 4-8. В зависимости ат взаимного направления вынужЗэ — денного и свободнога движении можно различать тря случая: направления естественного н вынужденною дви- Р«с В-6. Расэрехе.
ження совпадают; вевве скарсств,а наоравлення свободною и вынужденного движесажвжэ трупа| врв ння взаимно перпендвкулярны; направления свободнога и вынужденного двнжежяхкастза. ння взаимно противоволажны. Первый случай имеет место при нагревании жид: а — кости и ее движении в вертикальной трубе снизу вверх нли при охлаждении жидкости н ее движении в вертнвальной трубе сверху вниз. Прв этом под влиянием г ' естественной конвекцнн скорости жгщкастн у стенки возрастают (рис. 8-7), эпира скоростей может иметь даа максимума. Второй случай соответствует взаимно перпенди- вулярнаму направлению вынужденной и есгестаенной л ) , конвенции, он наблюдается в горизонтальных трубах.
3 В поперечном сечении трубы под влиянием естественной конвекции возникает поперечная циркуляция жидкости. При нагревании жидкости у стенки возникают Ркс з-7. Рвсгреле- восходящие токи и нисходящие — в середине трубы; вевве с«аросев ва при охлаждении — наоборот (рис. 8-8). В результате саввавеввв васе"еввж тюен вр" ~кидкость движется как бы по винтовой линии. За ар,,евка вывтж счет лучшего перемешнваннв жндк сти теплоотдача левваю н с овал- в среднем увеличивается. При прочих равных условвга лввжеввя. виях она будет больше, чем при совпадении вынуж— денного и свобаднога движения.
ТретИй случай, соответствующий взаимно против э вополажному направленига вынужденной и естест. венной конвекцнв, имеет место при нагревании жидкости н се лвнжевнв в вертикальной трубе сверху вниз н охлаждении жидкости н ее див>кенни снизу вверх. Прн этом скорость жнлкостн у стенка под влиянием токов естественной конвенции, направленных в противоположную сторону, уменыпается. В некоторых случаях у стенки может образоватьсн возвратное, илн вихревое, движение жидкости (рнс. 8-9).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
