Основы теплопередачи Михеев М.А, Михеева И.М. (1013622), страница 19
Текст из файла (страница 19)
В ограниченном пространстве явления нагревания и охлаждения жидкости протекают вблизи друг от друга и разделить их невозможно; в этом случае весь процесс надо рассматривать в целом. Вследствие ограниченности пространства и наличия восходящих и нисходящих потоков здесь усложняются условия движения. Они зависят от формы и геометрических размеров, от рода жидкости и температурного напора. 96 Пример 3-6. Определить потерю теплоты путем конвекции вертикальным неизолированным паропроводом диаметром г) = 100 мм и высотой а = 4 м, если температура наружной стенки ! = 170'С, а температура среды (воздуха) Гж = 30*С. При Гж = 30'С имеем Хж = 0,0267 Вт)(м *С); В вертикальных каналах и щелях в зависимости от их толщины 6 циркуляция жидкости может протекать двояко.
Если толщина 6 достаточно велика, то восходящий и нисходящий потоки протекают без взаимных помех (рис. 3-30, а) и имеют такой же характер, как и вдоль вертикальной поверхности в неограниченном прост- с2 е) а! гег ж> йм Рис. З-ЗО. Характер естественной циркуляции жидкости в ограниченном эамкнутом пространстве. ранстве.
Если же толщина 6 мала, то вследствие взаимных помех внутри возникают циркуляционные контуры (рнс. 3-30, б), В горизонтальных щелях процесс определяется взаимным расположением нагретых и холодных поверхностей и расстоянием между ними. Если нагретая поверхность расположена сверху, то циркуляция совсем отсутствует (рис.
3-30, и). Если же нагретая поверхность расположена снизу, то имеются и восходящие и нисходящие потоки, которые между собой чередуются (рис. 3-30, г). В шаровых и горизонтальных цилиндрических прослойках в зависимости от их толщины (или соотношения диаметров) циркуля- 99 ция протекает по схемам рнс. 3-30, д и с. Необходимо обратить внимание, что здесь циркуляция развивается лишь в зоне, лежащей выше нижней кромки нагретой поверхности. Ниже этой кромки жидкость остается в покое. Если же нагрета внешняя цилиндрическая поверхность, то циркуляция жидкости протекает по схеме рис. 3-30, ж и охватывает все пространство, расположенное ниже верхней кромки холодной поверхности, Для облегчения расчета такой сложный процесс конвективного теплообмена принято рассматривать как элементарное явление теплопроводности, вводя при этом понятие эквивалентного коэффи- +Ллосяая гагобае лрослоояа горигояаальяал м и .
» бгрмияапьиая юЦилиябриегсяал гпгпбоя лрослойяа о ьаибмюииая Емарпбол гагобол лрослейяа амтягяlя ,его Ггл Рг, 1 гр г ебнп и гбп гба гб в мб гаге Рис. З-З1. Зависимость е„= 1(Сггрг) при естественной циркуляции в аамк- нутом пространстве. циента теплопроводности г.,„=- ЯЬ/гогаг.
Если значение последнего разделить на коэффициент теплопроводности )ь среды, то получим безразмерную величину е„=- гь,„й, которая характеризует собой влияние конвекции и называется коэффициентом конвекции. Так как циркуляция жидкости обусловлена разностью плотностей нагретых и холодных частиц и определяется произведением сггРг, то и е, должно быть функцией того же аргумента, т. е. е,=)(йг Рг ).
Эта зависимость представлена на рис. 3-31. При вычислении чисел подобия независимо от формы прослойки за определяющий размер принята ее толщина 6, а за определяющую температуру— средняя температура жидкости Г = 0,5 (Г„+ 1„). Несмотря на условность такой обработки и явную недостаточность определяющих параметров в выбранной системе координат все опытные точки для плоских (вертикальиых и горизонтальных), цилиндрических и шаровых прослоек довольно хорошо укладываются на одну общую кривую (рис. 3-31). При малых значениях аргумента бг Рг (1000 [или 1н ьгг Рг (3] значение функции е„=- 1 (1и е„= О).
Это озна- чает, что при малых значениях ПгжРг перенос теплоты от горячей стенки к холодной через прослойки обусловливается только теплопроводностью жидкости. ПРи значении 10э<СггжРгж<10' е„=0,105(глгжРг )ал (3-44) и при 1Оа<бг Рг <10м в„= 0,40 (ьхг Рг ) ". (3-45) Снижение интенсивности переноса теплоты при больших значениях аргумента следует объяснить взаимной помехой в движении поднимающихся (нагретых) и опускающихся (охлажденных) струек жидкости (рис. 3-30). В приближенных расчетах вместо формул (3-44) и (3-45) для всей области значений аргументов Пг Рг )10а можно применять зависимость а,=0,18(ьлгж Рг )ц~, (3-46) которую можно привести к виду А ~/бэл/ (3-47) где А = 0,18(~~ та,а Если при расчете по формуле (3-47) получается, что в,<1, то зто означает, что бг Рг <1 10' н, следовательно, в„= 1.
Пример 3-7. Определить эквивалентный коэффициент теплопроводности плоской воздушной прослойки толщиной 5 = 25 мм. Температура горячей поверхности Гсд — — 150'С, холодной Г,э = 50'С. При 7ж= 150+ 50 = 100'С имеем: 2 Л =0,032 Вт/(м *С); тж=2,31 10 а мэ/с и Рг =0,69. 3/= Ä— /,э= 150 — 50= 100'С. Д95эаг 9,81 (0,025)э ° 100 4 373 5,33.10 Ог, Рты= 7,73 1Оэ 0,89= 5,33 10э и (Сгжигж)ц~= 15,2; е„= 0,18 (Сгжргж)цга = 0,18 15,2 = 2,74; Лэк = аяЛж = 2 74 0 032 = 0,088 Вт/(м 'С); д = — а/ = — ' ! 00 = 352 Вт/мэ. Л „ О,О88 6 0,025 100 З-б.
ТЕПЛООТДАЧА ПРИ ПОПЕРЕЧНОМ ОБТЕКАНИИ ТРУБ 1. Одиночные трубы. Процесс теплоотдачи при поперечном обтекании труб имеет ряд особенностей, которые объясняются гидродинамической картиной движения жидкости вблизи поверхности трубы. Опыт показывает, что плавный, безотрывный характер обтекания трубы имеет место только при очень малых числах Ке(5 (Рис. 3-32, а). ПРи значительно больших числах Ке = гиеб(/ч, характерных для практики, обтекание трубы всегда сопровождается образованием в кормовой части вихревой зоны, как это показано на рис.
3-32, б, в. При этом характер и условия омывания передней (фронтовой) и задней (кормовой) половины цилиндра совершенно различны. б) а) Рис. 3-32. Обтекание одиночного цилиндра. е — бевотрывное; б — отрыв леминврного погрвннчного слоя; в отрыв турбу- лентного погрвничного слоя.
В лобовой точке набегающий поток разделяется на две части и плавно обтекает переднюю часть периметра трубы. На поверхности трубы образуется пограничный слой, который имеет наименьшую толщину в лобовой точке и далее постепенно нарастает в размерах. Развитие пограничного слоя вдоль периметра трубы происходит в условиях переменной внешней скорости потока и переменного давления. Скорость слоев жидкости, примыкающих к внешней границе пограничного слоя, увеличивается вдоль периметра трубы, а давление в соответствии с уравнением Бернулли уменьшается. При достижении точки периметра, отвечающей углу и ж 90' (угол отсчитывается от лобовой точки), скорость достигает наибольших значений и далее начинает уменьшаться, что сопровождается соответствующим увеличением (восстановлением) давления.
В этой области пограничный слой становится неустойчивым, в нем возникает обратное течение (рис. 3-33), которое оттесняет поток от поверхности. В итоге происходит отрыв потока и образование вихревой зоны, охватывающей кормовую часть трубы. Положение точки отрыва пограничного слоя зависит от значения Ке и степени турбулентности набегающего потока.
При малой степени турбулентности внешнего потока и относительно небольших числах Ке течение в пограничном слое вплоть до точки отрыва имеет ламинарный характер. При этом местоположение зоны начала отрыва пограничного слоя характеризуется углом чг = 80 —:85' (рис. 3-32, б). При значительных числах Рейнольдса [Ке = (1м 4) 10в), тече- 101 1а йт ' д др др ип тгр мр тво Рис. 3-34. Изменение относительного коэффициента теплоотдачи по окружности цилиндра. Рис. 3'-33. Распределение скоростей у поверхности цилиндра и образование возвратного течении. движения жидкости интенсивность теплообмена резко падает и при ~р = 90 —:100' достигает минимума. Это изменение связано с нарастанием толщины пограничного слоя, который как бы изолирует поверхность трубы от основного потока.
В кормовой части трубы коэффициент теплоотдачи снова возрастает за счет улучшения отвода теплоты вследствие вихревого движения и перемешивания жидкости. При малых значениях Ке интенсивность теплообмена в вихревой зоне ниже, чем в лобовой точке. Однако по мере увеличения числа Ке за счет интенсификации вихревого движения в области отрыва коэффициент теплоотдачи в кормовой зоне увеличивается (рис. 3-35).
Сложный характер обтекания цилиндра существенно затрудняет теоретическое исследование закономерностей теплообмена. Наиболее стабильный характер течение имеет в окрестности лобовой точки трубы (гр ж О). Теоретическое решение [43[ для локального шй ние на большей части периметра в пограничном слое становится турбулентным.
Турбулентный пограничный слой более устойчив, зона начала отрыва отодвигается в область больших углов гр ж 120 —:140'(рис. 3-32, в). В вихревой зоне движение жидкости имеет сложный и неупорядоченный характер, причем средняя интенсивность вихревого движения и перемешивания жидкости увеличивается с ростом Ее. Такая своеобразная картина обтекания трубы в сильной мере отражается и на теплоотдаче. Интенсивность теплоотдачи по окружности трубы неодинакова.
Представление об ее относительном изменении дает кривая на рис. 3-34, построенная по данным [46[. Максимальное значение коэффициента теплоотдачи наблюдается 16 на лобовой образующей цилиндра (гр = О), где толщина пограничного слоя наименьшая. По поверхности цилиндра в направлении 1т" 'коэффициента теплоотдачи в лобовой точке (оэ = О) имеет ви: имеет вид: а,р з=1 041(шз/тч!)юзРгпз, (3-48) Однако полный теоретический расчет изменения теплоотдачи по всей окружности трубы, включая.',зону отрыва, в настоящее время отсутствует.
Поэтому основным методом изучения теплоотдачи при поперечном обтекании труб является эксперимент. Для изучения теплоотдачи цилиндра в поперечном потоке различных гва' жидкостей проведено большое количество исследований. Результаты опытов, как правило, обрабатываются в числах подобия и представляются в виде зависимости Хц = =7 (эхе, Рг). В качестве определяющего размера обычно берется диаметр г! цилиндра. Опыт показывает, что коэффициент теплоотдачи уО' в наибольшей степени зави- Рис. 3-35.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
