Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 39
Текст из файла (страница 39)
При р„,„, = 9 получим О-е-3,1 Ке,' з!го,к/(гио х))о а (14.5.8) Интерполяциоииую формулу запишем в следующем виде (х ) х,): О ж ~1+ 0,24 Ке '" тнз з (! 4.5.9) — "' = 1'0,107+0,037 — '1 ' '+ ' з тна / тоо тнт (14.5.10) 205 В области 0 ( х ( х, 8 = 1. Из теории свободной затопленной струи можно принять, что при гит ( гио Если пренебречь участком х„т. е.
принять некоторый запас надежности заве сы, получим 6! ж (1+0,24 Ке, ' " гас х7(та,з)] — ". (14.5.11) На рис. 14.3 дано сопоставление последней формулы с опытами Себаиа и Паппела и Траута. !4.6. ИеАдиАБАтическАЙ плАстинА с ГАЗОВОЙ ЗАВЕСОЙ Определим для области х) х, коэффициент теплоотдачи формулой, аиа.
логичной формуле (12.2.4), для течения с большими скоростями: сс=- г7ст7(Тст — Т„). (14.6.1) Здесь Т„"— адиабатическая температура стенки, т. е. та температура, которав устанавливается в области завесы при т7„= О. Пусть при х ) х, и д„= 0 в пограничном слое установится некоторое распределение температурй Т*= Т'"(у; х), (1 4.6,2) такое, что при у = О Т* = Т;, и при у = бг Т" = Т,. Тогда можно написать уравнение теплового баланса пограничного слоя в виде иг = — ( с„рта„(Т вЂ” Т*) г(у. (14.6.3) сх О о т4.7. ИНТЕГРАЛЬНОЕ СООТНОШЕНИЕ ИМПУЛЬСОВ ПРИ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ ЗАТОПЛЕННОЙ СТРУИ С ПЛОСКОЙ ПЛАСТИНОЙ Рассмотрим на рис.
14.4 плоскую струю, вытекающую из щели и распространяющуюся вдоль гладкой плоской стенки. Начиная с сечения х = 0 нарастает пристеночный пограничный слой до толщины б„на внешней границе которого имеет место максимум скорости. Толщина струи в сечении х равна б„и уравне. ние импульсов имеет вид рта» оу = тст. с!х ~ (14.7.1) Полагая, что при у =- 6, дш,lду = О и т = 0 для контура 1 — 2 — 3 — 4, можая написать, что с г с' г — ~ р „'дд+,— ~ р „ду=О. сх,~ сх (14.7.2) Тогда, разбивая в уравнении (14.7.1) пределы интегрирования на интервалы Π— 6, и 6„— б„получим а, а, с т па — ~! Рте т(У вЂ” — ~~Рта„т(У= х ст о о 206 При Т = Т* и т7„= 0 имеет место обтекание адиабатической стенки.
Уравнение (14.6.3) имеет вид, тождественный обычному уравнению теплового пограничного слоя, и переходит в последнее при Т;; = Т„т. е. при отсутствии тепловой завесы. Следовательно, если закон теплообмена Я (Пег') сохраняет консервативность, то коэффициент теплоотдачи в уравнении (14.6.1) можио определять по обычным формулам. Опыты Гартнетта, Эккерта и Биркебаиа подтверждают этот вывод.
Зто уравнение приводится к виду — Ро ыо 6**+ ро шо (6* — бд) — = т г(х г(х (14.7.4) Здесь Кеео = п)о бао/т; х = х/з; и)а = и)о/ э,; с) = — Вез шо. 2 (14.7.5) с),/2=тат/(рои)о); Ке,=н),а/тч) Н=бо/боо. Толп(ина вытеснения и потери импульса в данном случае: уравнение (14.7.5) имеет нетривиальную форму, так как помимо обычных формпараметров Н и / Рнс. 14.4. Схема течения в полуограниченной содержит в себе еще и соотноше- затопленной струе иие 61/6*о.
Кроме того, следует обратить внимание и на то обстоятельство, что в данион случае величина ((и)о/((х не связана с градиентом давления, который в дозвуковой затопленной струе практически равен нулю. При распределении скоростей в пристенном пограничном слое по закону и = 1/7 имеем 1+ Н вЂ” 61/боа = — 8. (14.7. 7) 14.8. ТРЕНИЕ И ТЕПЛООБМЕН ПРИ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ ЗАТОПЛЕННОЙ СТРУИ С ТВЕРДОЙ СТЕНКОЙ Полагая, что законы трения и теплообмена сохраняют консервативность и в данной ситуации, запишем уравнение (!4.7.5) в виде а Ке** . Кето агав Агав -1.
С, — = — Ке,. г(х гао а х Ке** ( 14.8. 1) Прн и = 1/7 А = 0,0128; лт = 0,25; С, = — 8. Поскольку 6, (< б„закон изменения максимальной скорости в пристеночной струе можно принять таким же, что и в свободной струе с начальным сечением 2з, т. е. - — о,в го, — С, х' ж 3,8х (14.8.2) Интегрируя (14.8.1) в пределах от х, до х, получим „„!+т Г х,)е,а(1+т) + х) А(1+ т) с ке,х)+а ! /х )с,а((-ьт)+1+а~~1)(1+т) аС, (1+и)+1-)-а 1 (, х / (14.8.3) При х~)з х, 1(Еоо -э сА (!+т) С Ке х)+а )Л)+т) а а аСг (1+т)+ 1+ а (14 .8.4) 207 Отсюда при и=1/7 и х)) 1 с(,/2 = т„/(ро н)3) = 0,0315/()[е," х '); с(,/2 = т„/(р, и,*) = 0,457/(4[е,' ' х").
В опытах Сигалла было найдено, что при х) 30 ( 1 4.8.5) ( 1 4.8,б) с(, = 0,0865 (н)о х/т) о 9, ( 14.8.7) ил и с учетом выражения ( 1 4 .8. 2) с(,/2 = 0,0332/()те," х о'). ( 1 4.8,8) Рис. 147[ Коэффициент теплообмена в иолуограниыенной струе: с, ь, с-результат расчетов соответственно по формулам (14.8.! 1). (14.8.19), (14.8.13Н ь — данные работы[4[прв 7 сопз(1 о — даннме работ [7, 8! прв сопз(. 3 <(Ры)87(ры) < 9; [З вЂ” давние Работы [71 прн 4 сопз1, 1,05 < < (Ры)З/(Ры), < )Л Эта формула отличается от (14.8.5) всего на 5%. Себан и Бэк нашли, что в спуг.
ном потоке с 3 ( Рзн)з/(Рон)а) ( 9 величина шо в затопленной стРУе мениетс8 по закону шо = З,бх — о,45 (!489) Из уравнений (14.8.4) и (14.8.9) следует, что при слабом спутном потоке с(,/2=0,0314/()4е,е "х '"). (14.8. 10) Эта формула также удовлетворительно подтверждается опытами. Полагая д(1 турбулентного потока Я =Рг — 8 8 с /2, находим, что: а) для затопленной пристеночной струи в неограниченном неподвижион пространстве Я = а/(Сррн),) =0,124[Ез ''(Х РГ) — 9 8; ( 1 4.8.1!) б) для пристеночной струи в слабом неограниченном спутном потоке 3((сз/шо<9; Я=0,113(тез "Рг — "х "8. (14.8.!1) На рис.
14.5 дано сопоставление расчетов по этим формулам с опытаии Себана и Бака. Там же нанесены данные Себана для и), = и„которые, естест. венно, описываются обычной формулой для пластины: Я=0,0288 [(е„с з Рг — ". (14.8.1 3) 208 „~о - /О г б (7 /О ап 4О ба ()а /Са ~О() 4ООха СПИСОК РЕКОМЕНДУЕМОИ ЛИТЕРА ТУРБТ Акатнов Н. И. Распространение плоской турбулентной струи вдоль твердой, гладкой н шероховатой поверхностей.— «Изв. АН СССР. Сер. ОТН.
Механика и машиностроенне», 1960, № 1, с. 27. 1, Ввзчков Э. Н., Кутателадзе С. С., Леонтьев А. И. Взаимодействие затопленной турбулентной струи с твердой стенкой.— «Журн. прикл. механ, и техн. физ.», 1965, № 2, с. 50. й Кутателадзе С. С., Леонтьев А. И. Теплообмен и трение в турбулентном погранично»г слое.
М., «Энергия», 1972, 1, Мейере Г. Е., Шауер И. И., Юстис Р. Н. Теплообмен в плоских турбулентных струях у стенки.— «Тр. амер. об-ва инженеров-механиков» (рус. пер.), !963, сер. С, т. 85, № 3, с. 209. 5 И!»Ь!май! Н., Н!га1а М., ТзвсЫда А. Неа! 1гапИег оп а знг!асс сочегеб Ьу со!д а!г И!ш. — 1п: 1п1егп.
!Уече!оршеп1» 1п Неа) Тгапз!ег. !961 1п1егп. Соп!., Р1. 4. Ыен Уог1« 1961, Вес. А, р. 675. б. Раре!1 $., Тп»нг А. М. Ехрепшеп1а! !пчезИцаИоп о1 а!г И1ш-сооИпй аррИеб 1о ап зб!зЬаИс иаИ Ьу гпеапз о! ах!аИу б!зсЬагй!пд з!о1. ЫАВА.ТНО-9, 1959. 7. 8еЬап И. А. Неа11гапИег апд еИесИчепезз 1ог а 1пгЬн!еп1 Ьоппдагу 1ауег тч!1Ь !апйепИ- а! Ип16!п!есИоп.— «Тгапз. АВМЕ», зег. С, 1960, ч. 82, Ы 4, р. 303. 8. 8«Ьап И. А., Вас)г Ь. Н. Уе1ос№у апб 1егпрега)иге ргоИИез !п а гчаИ !е1.— «!п!егп, 3..
Неа1 апд Маза Тгапз!ег», 1961, ч. 3, Ы 4, р. 255. Глпнп ч ТЕПЛООБ)ттЕН В ПАКЕТАХ И ЗАСЫПКАХ 1б,1. ПОПЕРЕЧНОЕ ОБТЕКАНИЕ ПАКЕТОВ ЦИЛИНДРОВ Коридорный Ют 0 шакма;пнмп Рис. 1б,!. Схемы расположения труб в пучке Рнс. 1блк Обтекание продольного ряда труб 210 Поверхности нагрева, набираемые из отдельных труб, образуют пакеты, обтекаемые жидкостью или газом.
Основными типами пакетов являются кори. дорный, шахматный (рис. 15.1) и пакеты с разрывами. Геометрически коридорные и шахматные пакеты однозначно определяются наружным диаметром цилиндров Р, поперечным шагом з, и продольным з,. Так как передние трубы турбулизуют поток, то интенсивность теплоотдачи повышается от ряда к ряду по направлению течения теплоносителя.
На рис. 15.2 показана схема обтекания труб в свободном коридорном пакете. Как видно из рис. 15.3, распределение статического давления вокруг одной из труб такого пакета, по измерениям А. Жукаускаса, В. Макарявичкь са и А. Шланчяускаса, существенно более равномерно, чем при обтекании одн. ночного цилиндра. С увеличением продольного шага неравномерность поля давления увеличивается. В тесных коридорных пакетах основное течение приближается к течению в каналах (рис. 15.4). При больших продольных шагах поток, проходя через узкое сечение данного ряда, начинает развиваться в кормовом пространстве как за.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
