Теория тепломассообмена Э.Р. Эккерт Р.М. Дрейк под ред. Лыкова (1013696), страница 47
Текст из файла (страница 47)
Поэтому в таких теплообмеиниках расстояние между трубами выгодно делать настолько малым, насколько позволяют условия производства теплообъемников и ухода за ними. В отношении падения давления между коридорными и шахматными пучками нет почти никакой разницы. Лишь при низких значениях критерия Рейнольдса шахматное расположение оказывается несколько более выгодным. На рис.
9-9 и 9-10 приводятся фотографии движения газа через два пучка труб; эти фотографии были сделаны согласно:предложению Х. Тома 1Л. 134]. Пористая поверхность труб была пропитана хлористоводородной кислотой, а к воздуху были примешаны пары аммиака. В местах, где пары аммиака смешивались с парами хлористоводородной кислоты, образовывался белый туман из частиц хлористого аммония. Таким образом, пограничные слои и вихревые зоны стали видимыми; вместе с ними стала видимой зона нагрева или охлаждения потока воздуха от труб. Пример влн Четыре ряда труб (корндорного расположення) в паровом котле омываготсп перпенднкулпрным потоком топочных газов З10 при температуре 595' С и скорости 7,32 и/сек.
Давление пара 1 000 000 кГ(м'. Диаметр труб 61 мм; они расоологкены по квашрагу со стороной !22 мм. Требуется определить коэффициент теплообмеиа и падение давления. Температура насыщенного водяного пара при давлении 1 000 000 хГ/ма~ран~на 309' С. Вследствие большого значения коэффициенга теплообмена со стороны, омываемой водой, и высокой теплопроводности стенок труб температура внешней поверхности труб лишь слегка выше температуры пара. Предположим, что она равняется 3!5' С. Физические параметры газа определяются по температуре 1 *, вычисляемой по формуле (8-16), т.
е. Рис. 9-9. и 9-10. Движение газа через пучки труб [Л. 359[. = 455' С, 3!5+ 595 где коэффициент (0,1Рг+40)/(Рг+72) для простоты был взят равным половине. Так как физические параметры топочных газов незначительно отличаютсн от параметров воздуха, то все расчеты можно производить, применяя физические параметры воздуха. Из таблицы приложения находим: ч =-7 4.10-а мз(сек; Л= О 0505 ккал(м.ч ° зрад. Отсюда 7.32 0,061 Ксп —— 7 4,!О-з = 6 030. Так как и =- Ь =- 2, то из табл. 9-3 С = 0,229, и = 0,632 и, пользуясь формулой (9-28), находим: Хц,„= 0,229.
6 030о ~~ = 56,6. 311 а = 41,7 ккал)м'ч град. Перепад давлений вычисляем по формуле (9-31). Плотность лучше всего брать при температуре газа; р = — 0,4 кг'мэ Коэффициент сопротивления определяем из уравнения (9-7): 1 =- 0,225.
Отсюда (7,32)' Ьр = 4 0,225 0,4 2 9 6 — — 0,96 кГ,'мг. 9-3. ШАРЫ И НАСАДКИ Перенос тепла на поверхности шаров определяется условиями потока, которые мы рассматривали в 9 6-9. Ламинарный пограничный слой покрывает часть поверхности вверх по потоку, который отрывается от поверхности шара, создавая хаотическое течение потока вдоль ега нижней части. На поверхности шара при больших числах Рейнольдса пограничный слой может стать турбулентным. Это повлияет на местоположение отрыва потока.
Возле передней критической точки округленного тела скорость потока изменяется с изменением расстояния от точки согласно уравнению (9-32) Для потенциального потока, обтекающего шар радиусом г„постоянная С равна Зие/2г (иа — скорость сво; бодного потока). Коэффициент теплообмена в этой области может быть вычислен из решения уравнений пограничного слоя для осесимметричного патока. Результатом являет~си решение, которое будет справедливым для любого осесимметричного округленного тела; Мп,=) (Рг) 1гг Ке„ (9-33) где Хп„=ах/Х и Ке„=их(ч (х — расстояние от критической точки, измеренное вдоль поверхности, и и — локальная ско- рость) (Л.
135). Функция 1(Рг) может быть аппроксимиро- 312 Теперь определим коэффициент теплообмена: ) 0,0505 а= —,Хна=. 1'16 56,6=46,7 акал)ммч град. Это значение справедливо для десяти и более рядов труб. Для четырех рядов коэффициент теплообмена меньше на !2~4. Следовательно, вана для 0,5(Рг<5 величиной )(Рг) =0,700 Рго4. Вблизи критической точки согласно уравнениям (9-32) и (9-33) перенос тепла не зависит от расстояния х.
Для точек, находящихся на больших расстояниях от критической точки, точное решение дифференциальных уравнений, описывающих поток и перенос тепла в пограничном слое, требует сложных вычислений. Приближенные решения уравнений ламинарного пограничного слоя могут быть получены методами, весьма похожими на те, которые давались для двухмерного потока вокруг цилиндрических тел (Л. 136!. Интегрируемые уравнения движения и энергии для двухмерного потока можно применить также к осесимметричному потоку, заменив лишь, первый член в левой части уравнения (б-!3) на величину р —, .
— (из, г 6,.) и первый член в уравнении энергии (7-2) на (1/г) Ятух) г ~ и (т, — 1) Йу. С помощью этих уравнений можно определить развитие гидродинамического и теплового пограничных слоев для любой поверхности, когда расстояние г поверхности от оси вращения задано в функции от х (х — расстояние от критической точки, измеренное вдоль поверхности).
Сведения по осесимметричиому потоку можно получить, применив преобразования Манглера. В предыдущем параграфе было рассмотрено преобразование уравнения движения. Подобное преобразование может быть применено и к уравнению энергии пограничного слоя и означает, что осесимметричный поток может быть найден для каждого двухмерного пограничного слоя и что температурные поля для двух состояний идентичны при условии, если граничные условия на этом поле одинаковы для двух форм потока. Пример й-й. 1йреобразование Манглера,применимо также и к вычислению переноса тепла для ламинарного сверхзвукового потока, обтекающего конус.
Теория невязкого потока, обтекающего конус, показывает, что для осесимметричного потока со сверхзвуковыми скоростями давление вдоль поверхности конуса постоянно, когда число Маха достаточно велико для образования ударной волны. Поэтому если этот осесимметричный поток сравнивается с двухмерным потоком вдоль плоской пластины, для которого давление вдоль поверхности также посто. 313 янно, то требование одинакового распределения давления вдоль поверхностей автоматически удовлетворяется.
Радиус г для конуса с углом раскрытия р равен: г = х Мп 1, Введение этой величины в уравнение (0-91) дает: Г х з1п'3 х' г* х — г х=С ~"'" = — — = — — ' р= —" С' 3 С' 3 ' С о Для потока с постоянными свойствами в ламинарном пограничном слое вдоль пчоской пластины коэффициент теплообмена может быть вырзжен следующим соотношением [см.
уравнение (7-14)): Хн- 0 332 рзl 1эг г' йе- В размерном виде это уравнение примет вид: ах ~ Ги,х — /= ~: ~/ — *=0,332)1 Рг. Коэффициент теплообмена связан с температурным полем внутри пограничного слоя следующим уравнением; д Х /31Х вЂ” 1„— Г, (ау/ Последние два уравнения можно теперь объединить, а результат может быть преобразован путем замены переменных х и у величинами х и йс Возвращаясь снова к безразмерным параметрам, можно получить следующее решение, описывающее перенос тепла на поверхности ко. нуса в ламинарном осесимметричном потоке: !)пх = — =УЗ 0,332)/Рг = 0,576 ~"Рг.
1 Ие„ Средний коэффициент переноса тепла для шара нельзя получить путем расчета, так как мы не можем еше вычислить перенос тепла в области отделившегося потока на части шара вн~из по потоку. 3!4 У. Григуллем (Л. 137) на основании экспериментов предложено соотношение (для 20(Ке(150000) Хц„=0,37(йе„) ' (Рг) ~ . (9-34) Для меньших чисел Рейнольдса правильно описывать реальные условия должно соотношение Иц„= 2+ 0,37 ()7е„)еа(Рг) ~'. Для Ке-" 0 это соотношение обращается в Киа='2, что имеет место для переноса тепла только теплопроводностью (см. уравнение (3-!О) для го= оо). Поток жидкости и перенос тепла через насадки часто встречаются в инженерной практике.
Так, в химической промышленности применяют такие устройства, как теплообменняки типа батарей (резервуар, аккумулятор), воздухоувлажнительное оборудование и аппараты. Сюда же относится поток через агломерационные и пористые материалы. Одной из основных трудностей для аналитического описания падения давления и переноса тепла в таких насадках является большое разнообразие и недостаточное определение участвующих в процессе геометрий. В этом параграфе будет рассмотрено только одно устройство, а именно насадка, состоящая из сферических частиц одного размера [Л. !38]. Было найдено, что соотношения, описывающие условия в такой насадке, могут быть использованы с достаточной точностью и для насадок неправильной формы, если их форма не очень сильно отличается от шара. В этом случае рекомендуется в уравнениях вместо диаметра частицы применять выражение (9-36) в котором Я„означает площадь поверхности на единицу объема.
Важным параметром при описании уплотненного слоя является пористость в, определяемая как отношение объема пустот (пор) ко всему объему. Когда поток направлен вверх через уплотненный слой, то при определенной скорости жидкость начинает поднимать частицы так, что они будут двигаться друг относительно друга. Слой находится теперь в «текучем состоянии». В таком состоянии средняя пористость значительно больше, чем в условиях низких скоростей потока.
Ожижение часто не дает 31ч однородной плотности. Например, когда частицы небольшие, воздух стремится создать переплетающиеся волокнистые каналы. В слоях, состоящих из частиц неодинаковых размеров, часто возникает разделение частиц: меньшие частицы постепенно сосредоточиваются возле верхней границы слоя, Частицы в ожиженном слое находятся в непрерывном движении и происходит их энергичное смешивание. Зависимости для перепада давлений и переноса тепла в ожиженном слое определяются действительным состоянием, поэтому их весьма трудно описать. В этой области еще предстоит много ~исследований. Эрган (Л. 1391 сделал современный обзор исследований по перепаду давлений Лр в неподвижном уплотненном слое высотой 7., состоящем из шаровых частиц диаметром с(„, и вывел на основании экспериментов следующую зависимость: (9-37) — — = 150 — + 1,75 гго л для пористости а между 0,40 н 0,65.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
