Григорьев В.А., Зорина В.М. - Тепло- и массообмен. Теплотехнический эксперимент. Справочник (1982) (1062114), страница 51
Текст из файла (страница 51)
(2.172) грп В формулах (2.170) — (2.172) А = $ 8 ( 1 — !2,7 г й/8) 5 — иоэффнпиент гидравлического сопротивления канала (см, табл, 2.25); рш— массовая скорость потока; сг — удельная теплоемкость жидкости; г — теплота парообразоваиия; р, — плотность пара; ЬТ= =Т, — Тх, — иедогрев жидкости до температуры насыщения; т — время; /7з †начальный радиус парового пузыря; х — расходное массовое паросодержание потока.
Конденсация пара в трубах. Для расчета теплоотдачи, когда режим течения кондаисатиой пленки турбулентный н влияние гравитационных сил пренебрежкмо мало по сравнению с снламн межфазного взаимодействия (Ке=4Счп/(пг/М) >5 10"], рекомендуется формула Г. Н. Кружнлнна н др. —.=-'~Р'-.(--- ) Ч.1 >+*,1 — '" — ]). ЭА.~п! 1 Рп где ао — коэффициент теплоотдачи, рассчнтмваемый по формулам табл 2.25, для турбулентного однофазного потока насыщенной жидкости в трубе с расходом С= =С,; х, и кх — расходное массовое паросодержавне потока на входе н выходе нз участка конденсации; Ссч — массовый расход смеси (нли пара, если х1= 1).
Данные по конденсации пара в трубах из разных материалов заметно разлнча1стся. Поэтому рассчитанные по (2,!72а) значения а рекомендуется умножить на поправочный коэффициент е . Для труб нз нержавеющей стали ее=1,14, из латуни ел=1,24, из меди еч=!,5. 1.11.4. КАПЕЛЬНАЯ КОНЙЕИСАЦИЯ ПАРА Капельная конденсация происходит на лнофобной (не смачиваемой конденсатом) поверхности.
Благодаря тому что капли жидкости формируются в отдельных центрах конденсации и значительная часть по. верхности теплообмена прн этом свободна от конденсата, капельная конденсация яв- 191 Общие положения 4 222 ляется одним нз наиболее интенсивных по теплоотдаче процессов. Самопроизвольно в капельной форме коиденснруются, например, ртутный пар на нержавеющей стали н некоторые смеси паров. Искусственно капельный режим конденсации организуют путем нанесения на поверхность масел, керосина, жирных кислот, разных поверхностно-активных веществ нлн примешивая зтн лнофобнзаторы к пару.
В настоящее время нет законченной теории капельной конденсации н надежных методов расчета теплоотдачн, Известные эмпярнческяе формулы применимы в ограниченном диапазоне изменения режимных параметров н к тем веществам, по данным опытов с которымн онн получены Средний коэффициент теплоотдачи при капельной конденсации насыщенного водяного пара на вертикальной поверхности н горизонтальной трубе может быть определен приближенно по эмпирическим формулам (92] 2 б!.!ба ТОз/аул ~а.
1 20 10а (рйр )о 4з4 бТола, прн 8 1Π— '(Пе.(3,3.10-' сг = 2 79.104 То здТ лл прн 3,3 10-г(Ке. 3,4 10-', где Ке.=кЬТ/ /(грч); ЛТ= Т,— Т;, Т, — температура насы- щения, 'С: р. — давление насыщения, МПа; к, р, ч — коэффициент теплопроводиости, плотность н кинематнческая вязкость кон- денсата прн температуре насыщения; ив средний коэффициент теплоотдачн, Вт/(мзХ хК .
рн малых температурных напорах ЬТ=Т,— Т, коэффициент теплоотдачн воз- растает по мере увеличения ЛТ, а прн боль- ших ЬТ резко уменьшается. Изменение ха- рактера завясимостн и(ЬТ) происходит прн йе =3,3,10-а * Интенсявнасть теплоотдачн сильно снижается прн наличии в паре неконденснрую- щихся газов. Теплообмен при .капельной конденсации движущегося пара см. [87), ТЕПЛОВОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ 2.12.
ОБЩИЕ ПОЛОЖЕНИЯ елки осиовпыи понятия Все нагретые материальные объекты излучают энергию в окружающее пространство в форме кваятов энергии нлн, в ином представлении, с помощью электромагнитных волн. Кванты энергии излучаются атомамн вещества, распространяются в прост- ранстве прямолинейно н в конце концов захватываются (поглощаются) другимн атомамн в других областях пространства. Скорость кванта с, длина волны )х и частота ч эквивалентного поля связаны соотношением г = )хч.
(2.173) В вакууме с=ге=2,9977 10' м/с (скорость света в пустоте). В других средах с( <сг. В газах обычно оправдано приближение г=гг. Для ряда жидкостей и твердых тел скорость света падает примерно до г= =0,7с,, Когда излучение переходит нз одной среды в другую, значения с у„этих сред разные, согласно уравнению (2.173) изменяются длины волн к, тогда как частота т остается неизменной. Энергия кванта равна Ьч и при таком переходе не меняется. Здесь /г 6,63 1О-'4 Дж.с — постоянная Планка'.
Наиболее детальной характеристикой поля излучения в пространстве является понятие лгонохроматичггкод интенсивности излучения Эта величина характеризует поток энергии, переносимый квантамн энергии единичного интервала частот около значения ч, пересекающими единичную площадку, нормальную данному направлению в пространстве, н движущимися внутри единичного телесного угла, ориентированного в этом направлении.
Если пространственные н частотные распределения интенсивностей известны для каждой точки пространства, то имеется полная картина протекания процесса излучения. Однако необходимость в столь детальном описании возникает обычно лишь прн теоретическом анализе. В инженерной практике интерес представляют существенно более осреднениые характеристики процесса, такие, как; !) интегральная плотность потока иолу- сферического излучения Е, Вт/мг — поток энергии, переносимый квантамн разнообразных частот, пересекающими едннвчную пло.
шадку во всех направлениях простраиствз полусферы; 2) иолньи1 ноток излучения О=,)Ебр, й Вт, передаваемый через поверхность конеч. иой площади Р. Распределение энергии излучения по частотам нли длинам волн характеризуется спектром излучения. Спектральная или, что то же самое, люнокролгитическал плотность потока полусферического излучения относится либо к единичному интервалу частот Е„ = г/Е/г(т, (2.174) лабо к единичному интервалу длин волн Е!„— — г/Е/гуа.
(2. 175) В первом случае размерность спектральной плотности Вт с/и', во втором Вт/(мз м). ' Далее (для технических прнложеняй) универсальные постоянные округлены до трех значащих цифр. Осьозы тило- и массооблена "ззд. 2 192 Величины Е» н ЕЬ связаны между собой соотношенкем »Е = — "вЕ! . (2. 176) Излучение, падающее на некоторое тело, может в огнем общем случае част:шпо отразиться (доля /7 от падающего потока энергии — коэффиииенг отражения), частично поглотиться (доля А — козфаыщиеиг поглощениЯ и .астично пройтп транзитом сквозь тело ~доля  — чоэффициенг па» аусканиЯ .
Поэтому всегда спраеедливо соотпош. щ,с А -'- Е+ В = 1. (2.!77) Такое ке соотношение имеет место п для лшнохроъштпческого излучения Л) Е. -~- В =- 1 илн ь ь А» — Е» и- В» =1. (2 178) В предельных случаях А=! (И=В= = 0) — абсо.иотно черное тело '; /7 = 1 (А = = В = 0) — абсолютно огражающия оболочка; В = ! (А = /7 = 0) — абсолютно прозрачное тело пли диатгрмичная среда, Сухой воздух, одно- и двухатомные газы (при температуре ниже 2500 †30 К) можно с хорошим приближением рассматривать как дпатермичные среды (В 1). Моделью абсолютно черного тела служит малое отверстпг, ведущее в большую закрытую полость. Любой луч, прошедший внутрь полости, после многократных отра.
жений н шстзчных поглощений иа стенках практпчес:-, полностью поглощается и мазад не выходит (А=1). Большинство конструкционных твердых тел (металлы, сплавы, теплонзоляслояные материалы) и ряд жидкостеп (спнртьи вода) для тепловых лучей при зам; —.ных толщинах слон вещества практически нслрозрачны (В О,'. При этом А — /7 =-!.
(2.179) Для метгллов В-»О уже прл толщине приблизительно ! мкм, для диэлектриков— прп толшпнз.«около 1 мм. Поэтому для упрощения рассмотрения часто полагают, что процессы гсглощения и отражения, определяемые соотношением (2.179), протекают на самой«позерхностп этих тел. Если на поверхност такого тела извне не падает ,«!чистой нергнм, го единственный поток энергнп, которым можно зарегистрировать„ будет исхс:дить с поверхнрсти тела и передаваться а окружающее пространство. Этот поток энергии с плотностью Е~ мазывается сосгтзгьььш излучением тела.
При сделанных выше оговорках можно считать, что зто иззу«гппе формируется на самой поверхност- -.ггг и, следовательно, зависит лишь от,емп«ратхры, материала н состояния поверхя. †.и В реальных условиях со ' При.ятэ з .тнчины, характеризующие излученс ч«р и го тела, выделять подстрочным нндг. сом О (нуль). стороны внешнего окружения на поверхность тела падает какой-то внсшний поток энергии — падающее излучение плотностью Е„«. Часть этого потока в количестве А|Е„„поглощается телом — поглощенное излучение х!есть в колвчестве /72 Е««ам (1 Ат) Ех«зэ (2 160) отражается поверхностью тела — отраженное излучение Сумма собственного и отраженного излучения образует эффективное излучение данного тела Е г = Е~ + (1 Л~) Епгн, (2.18!) которое и регистрирует прибор Наконец, разность между собственным и поглощенным излучением образует ргзульгируюи!гг из.гучглиг Ерезт = Ет — А~ Епан (2.162) Величина Е»««~ показывает суммарный расход (приход) энергии вследствие лучистого теплообмена с окружающей средой.
Часто это — искомая величина в инженер. ных тепловых расчетах, 2.22.2. 3АкОны теплОвОУО излучения Закон Планка устанавливает характер спектра излучения абсолютно черного тела. Распределение энергии по частотам », даваемое законом Планка, И»з 1 Ее =2и— (2.183) ехр (И»/ИТ) — 1 со то же по длинам волн )с с, ! Еш =.
(2.184) Иь ехр (са/ИТ) — 1 где Ео и Еох — спектральные плотности излучения абсолютно черного тела; И = = 6,63 1О-'«Дж с — постоянная Планка; с, = 3,00.10' м/с — скорость света в вакууме; И = 1,38 10-2' Дж/К вЂ” постоянная Больцмана; с2= 2пйс = 3,74.10чм Вт.мз и с, = Исг/И = 1,44 10-2 м К вЂ” постоянные величины. Закон Бина. При обычно встречающихся на практике температурах основной вклад в излучение дает диапазон длин волн примерно от 0,4 мкм до нескольких сотен микрометров, который именуется «тепловымж При каждой температуре Т имеется длина волны Ииь ь, для которой змаченнс Е, максимально. Условие экстремума дЕох /дд = 0 приводит к соотношению Иьга««с Т = 2,9 1О ' м'К (2 185) когорое ем!с до открытия закона Планка предложил Вин.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
