Теплопередача и гидродинамическое сопротивление Кутателадзе С.С. (1013703), страница 38
Текст из файла (страница 38)
Для таких сред коэффициент гидродинамического сопротивления при ламинарном течении в трубе 5 =5В-т ('~уГ 1+ ' — 1), (14.5.3) где Ке,=рср,УВ; В=р(/'И/фм Теплоотдача в ламинарном режиме -[- т Е ') з1З '(Т, ~- 4,„Е/5! (!4.5.4) где аа — коэффициент теплоотдачи в ньютоновской жидкости при данном значении хРе-'. Здесь коэффициент температуропроводности не зависит от т. При турбулентном режиме течения в трубе 5= Ьо — О,! 1)(ео " (!п  — 2); Рг>100, Нц=0035Деь~ызРго'ы(1+ИВ/8)зы (!4.5,5) где Кеа и Ргч определены по гры В практических расчетах широко применяется степенная формула Ост- вальда я=Ау" (14.5.6) где А н и подбираются а соответствующих интервалах значений у и, вообще говоря, являются неизвестными функциями процесса.
Подробнее см. [!4.5, 14.7). 14.6. МАГНИТНЫЕ ЖИДКОСТИ 236 Магнитные жидкости — это искусственные среды, обладающие магнитными свойствами. Они представляют собой суспеизии мелкодисперсных частиц из магнитного материала в жидкости-носителе — воде, керосине, минеральных и кремнийорганических маслах.
Для предотвращения коагуляции частицы покрывают слоем поверхностно-активного вещества. Свойства магнитных жидкостей существенно зависят от размера магнитных частиц. Хорошо стабилизированные магнитные жидкости с частицами, имеющими размеры порядка !О-' м, в области умеренных концентраций и скоростей сдвига можно считать ньютоновскими даже в очень сильных полях. Магнитнореологические суспензии с частицами размером порядка 10 — ' и являются Рис.
14.7. Зависимость касательных напряжений от скорости сдвига магиитореологической суспензии и напряженности магнитного поля Н: т-ы=чч кали г — чо кл/и; з — зз «л!и; ч — зе кА/м; з — 13 ка)и. з — е 'г, пи гаа уаа а уа уаа ~с-к неньютоновскими, т.
е. обладают нелинейной кривой течения, зависящей как от концентрации магнитной фазы, так н от напряженности магнитного поля (рис. 14.7). Эти среды в магнитном поле анизотропны. Воздействием магнитных полей можно управлять не только движением таких сред, но и их физическими харахтеристиками, вплоть до перехода от текучего состояния к отвердению. Массовые силы в градиентных магнитных полях достаточно велики и могут конкурировать с другими массовыми силами. Подробнее см.
1! 4.61. 14.7. БИОЛОГИЧЕСКИЕ СРЕДЫ Термогидродинамические биологические среды можно разделить на естественные (например, кровь в живом организме, молоко в технологической переработке и т. и.) и технические, связанные с определенными технологи. ческими стадиями, например, биосинтезом (промышленные производства кормовых дрожжей, бактериальной массы, топливного спирта). Эти среды весьма индивидуализированы и проявляют в той или иной мере неньютоновские реологические свойства. Тем не менее для течения таких сред без фазовых переходов основные закономерности конвеитивного теплообмена ньютоновских жидкостей сохраняются, однако множитель пропорциональности в формулах типа Хи=А Рг" Ее'" (14.7.1) 237 зависит от состава биологического теплоносителя.
По экспериментальным данным Л. В. Зысина и Е. А. Дорфмана поправочный коэффициент А к стандартному (для воды) значению А =0,023 равен; для культуральных жидкостей 1,0; для дрожжевых суспензий 1,15; для водного раствора полиглюкина при нонцентрации С=0,1; 0,5; 1,3; 3; 5; 8; 1О Ъ соответственно 0,92; 0,75; 0,83; 0,71; 0,76; 0,74; 0,72. На рис. 14.8 показана зависимость поправочного коэффициента Х для Ряда теплоносителей микробиологических производств от концентрации абсолютно сухих дрожжей.
Некоторые данные по теплоотдаче при развитом кипении биологических сред приведены на рис. 14.9. аб Рис. !4.8. Сопостанление данных по теплоотдаче теплоносителей микробиоло- гичесних производств: ,~~., +, Ь, ж — дрожжевые суспензия: О, й1-раствор гидролизных дрожжей 102 1П 1пб 2 а Ф 6 д 1пг Рее/М„ Рис. 14ли Обобщение данных по теплоотдаче при кипении биологических сред в координатах зависимости Хп,=1,5 10-' (Ре./М.з) з~з: ГЗ, ° — дРожжевые сУспензии; йз — гидРолизат; Π— иейтРализат; ° — кУльтУРальнаа жидкость; + — последРожжеваа бРажка; ч, Π— полиглюкиа, с=б и 10с1а; х — глюкоза, С=йбата Глава пятнадцатая ТЕПЛООБМЕН ИЗЛУЧЕНИЕМ 15.1. ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ И ОПРЕДЕЛЕНИЯ (15.1.1) Его можно рассматривать и как поток вектора излучения Е через некоторую поверхность площадью Р Ч=)(ь, )ьь )ььь, (15.1.2) где п, — единичный вектор нормали и к площадке бр; Е=(Е, п,) — проек.
ция Е на направление нормали к ар, имеющая смысл плотности потока излучения. Плотностью потока поверхностного или полусферического излучения называется радиационный поток, проходящий через единицу площади поверхности в пределах полусферы О=2п, (15.1.3) Плотность потока объемного или сферического излучения определяется как поток излучения, проходящий через поверхность бесконечно малой сферы с(рь в пределах телесного угла О=4п, аьОУ,~Рь (15.1.4) 239 Переход теплоты в энергию излучения связан с внутрнатомными процессами, обусловленными температурными влияниями.
Энергия излучения может поглощаться другими телами н вновь трансформироваться в теплоту. Передача теплоты излучением происходит как в видимой (волны длиной )с=0,4 —:0,76 мкм), так и в инфракрасной ()ь=0,76. 420 мнм) областях спектра. Последняя состоит из ближней (Л=0,76 до 15 мкм), средней (15 —: 100 мкм) и далекой (100 —:420 мкм) инфракрасных областей.
При температурах реальных теплотехнических процессов основная дола энергии излучается в ближней инфракрасной области. Излучение в видимой области спектра имеет существенное значение только при очень высоких температурах. Различают монохроматическое, или спектральное, и интегральное излучение. Монохроматическим называется излучение в узком интервале длин волн от )ь до л+П1ь. Все описывающие его величины относятся к интервалу длин волн Ю (или частот аьч) и обозначаются индексом Х (или ч). Интегральным называется суммарное излучение во всем интервале длин волн от Л=О до к=ьь. При расчетах излучения используются понятия энергии йг, потока плотности потока Е, т! и интенсивности излучения Е которые могут относиться к излучению как на поверхности, так и в объеме.
Радиационным потоком называется полное количество энергии, излучаемое произвольной поверхностью в единицу времени, Интенсивностью излучения, Вт/(м'ср), называется поток энергии излучения, проходящий через единицу площади поверхности йр, ортогональной к направлению излучения, в пределах единичного телесного угла с осью, совпадающей с выбранным направлением (15.!.5) йрнй~) йрпйий! Удельная сила излучения представляет собой поток энергии излучения, проходящий через единицу площади поверхности йр в пределах единичного телесного угла, ось которого совпадает с направлением излучения, (!5.1.6) и =ййт/йу.
(15.1.7) Приведенные определения могут быть отнесены как к монохроматическим, или спектральным, так и к интегральным величинам, которые связаны меж- ду собой соотношениями вида йЕ/й),=Е„, Е=~Е„йЛ. э (15.1.8) Попадая на какие-либо тела, тепловое излучение может отражаться от ннх, поглощаться н пропускаться этими телами. Отношения долей поглощенного, отраженного и пропущенного телом излучения к падающему на тело излучению называется соответственно поглощательной способностью а= Е„,„,/Е„,; (15.1.9) отражательной способностью г=Еям/Ет е (15.1.10) и пропускательной способностью у=Ечр и/Епак (15.1.1! ) (15.1.12) (15.1.13) (15.1.14) (15.1.
15) В общем случае а+г+й=!; для непрозрачных тел й=О, а+с=!; для абсолютно черного тела с=у=О, а=1; для абсолютно белого тела а=й=О, г=1. 240 Плотность энергии излучения характеризует распределение энергии излучения в пространстве и определяется количеством энергии излучения, приходящейся иа единяпу объема, (15. 1. 16) где й — коэффициент ослабления излучения, !/м, причем у=а+!); а и коэффициенты поглощения и рассеяния излучения средой. Приведенные характеристики взаимодействия излучения с телами и средой могут быть как монохроматическими, так и интегральными.
15.2. ОСНОВНЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ ТЕЛ Абсолютно чгрноои называется тело, которое полностью поглощает все падающие на него лучи (см. (15.1.!4)). В природе таких тел не существует, оливка различные тела в той илн иной мере могут по своей поглощательиой способности приближаться к абсолютно черному телу. Физической моделью абсолютно черного тела является большая равномерно нагретая полость с малым выходным отверстием. Абсолютно черное тело обладает наибольшей излучательной способностью по сравнению с любым реальным телом, находящимся при одинаковой с ним температуре.
Спектральная интенсивность излученкя абсолютно черного тела зависит от длины волны Х и температуры. Распределение интенсивности излучения в спектре абсолютно черного тела описывается законом Планка (1.6.!) !ех со/(Хзл (ехр (ся/ХТ) — 1)), в котором с,=3,7418 !беы Вт.м', с,= На рис. 15.1 приведены зависи. мости полусферической плотности потока излучения абсолютно черного тела Ео„ вЂ вЂ и/ех от длины волны, рассчитанные по формуле (!.6.1). Следствиями из закона излучения Планка являются формулы Рэлея — Джинса (1,6.2), Вина (1.6.3), а также закон смещения Вина (1.6А).
Интегральная по спектру плотность потока полусферического излучения абсолютно черного тела определяется по закону Стефана— Больцмана (1.6.6) Ео=поТ', 1,4388 10 ' м К. Езх гп' 1ПЗ уп Рис. 15.1. Изотермы излучения абсолютно черного тела 16-6637 и 4 В УЕ уп л, ° 241 Взаимодействие объемного излучения со сплошной средой описываетсз экспериментальным законом Бугера, устанавливающим изменение интенсивности излучения при прохождении им элемента пути о(3 в такой среде с помощью соотношения где по=5,670 10 о Вт/(м'Ко) — постоянная Стефана — Больцмана. Зачастую требуется знание плотности потока излучения абсолютно черного тела в определеняом диапазоне длин волн, например от Л=О до некоторого конечного значения Л: Ео(0 Л) = ~ Еол(Т)ЕЛ о (15.2.1) Переходя к безразмерным координатам, имеем лт о (15.2.2) В случае, если среда преломляет излучение и показатель преломления и не зависит от длины волны или частоты, формула (15.2.2) принимает более общий вид (!5.16); ьхт О (!5.2.З) 'л = 1л//ол = Ех/Еол.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
