Исаченко В.П. - Теплопередача (1074332), страница 26
Текст из файла (страница 26)
-д — ! авы д»т дмы двы дкч. а д: "дк ду *а»! аъ а„д, д, дги» вЂ” = — +шы — в+ге» вЂ” *+ш,— »Ь д "дк ду д» (4-13) (4-!6) аи Рд:,. =Рй Уй+яр'ш' (4-)Л Уравнение движений (4-17) гюлучено без учета зависимости физических параметров жицкости от температуры. В частности, не учтена зависимость плотности от температуры В то же время свободное пни!кение жидкости определяется равностью плотностей холодных и аагретых частиц жидкости Огранпчимся приблнжениыи учетом переменности плотности '.
Используем для »тога юмпературный коэффициент объемного расширения В Будем полагать, что в заданном интервале температур Р является постоянной величиной.не зависящей от температуры. Зю условие лучше выполняется для газов и хуже для напальных жидкостей. ' В ебм»м шучые ари р»»оспы! »еебкохиио у»»ты»ыть а ыыергим деформ»ции. 134 Производные — ", — н — * характеризуют изменение скорости во д»ы а», ды ' д д-.
времена в какай-либо точке жиякостн, т. е характеризуют локальное изменение скорости; остальные три члеиа, стоящие в правых частях уравнений, характеризуют изменение скорости прн переходе от точки к тачке. Используя векторную форму записи, ураинеиия (4-11). †(4-13) можно написать в виде 4) граничных условий, характеризующих особенности про. текания процесса на границах жидкой среды. В последних должны быть заданы граничные значения зависимых (искомых] переменимх или их производных. Например, для любого момента времени задаются распределение температур или тепловык потоков по понерхиости тела (в простейшем случае (ь=сопщ или Чь= = — Д(дудп) =.ь.=сопя(), распределение температур и скоростей жнцкости иа входе в канал или на большом удалении ат рассматриваемой поверхности теплообмена, значения скорости на стенке и т.
д. Очевидно, в зависимости от вида задания граничных и других условий результаты решения (интегрирования), представляемые в виде формул или числовых значений, могут быть различны. система дифференции.тьных уравнений в совокупности с условиями одиозно иикти представляет седой математическую формулировку краевой задачи. Задание распределений ( (т, хь, у,, зь) и Э,(т, хь, уь, з,), где х„ у„ з, — координаты поверхности тела, часто затруднительно, так как (, и аь в общем случае зависят от процессов теплаобмена в стенке н по другую ее сторону. Строго говоря, в этом случае тепловые граничные условия нельзя назначить заранее, так как они являготся сложной функцией совокупности всех отдельных процессов теплообмена.
Необходима к системе дифференциальных уравнений рассматриваемого процесса канвектиииого теплообмена присоединить дифференциальные уравнения, описывающие процесс теплопроводнасти в степке и процесс конвективнаго теплообмена по другую ее сторону, и задать условия с а и р я ж е и и я. Для непрерывных полей условия сопряжения могут быть заданы в виде равенства температур на поверхности соприкосновения сред, а в случае отсутствия на непроницаемой границе раздела тепловыделения за счет внутреннвх источников -- в виде равенства тепловых потоков,описываемых законом Фурье. Для сопряженной задачи дифференциальные уравнения и условия однозначности, описывающие процессы теплаобмеиа в смежных средах, и условия сопряжения можно трактовать нак граничные условия.
Конечно, в этом случае граничные условия будут очень сложны. Решь. ння задач коивективиого теплоабмена большей частью получают с помощью наперед заданных граничных условий. Физический анализ процессов конвективного теплообпеиа показывает, что в ряде случаев математическая формулировка задачи может быть упрощена без внесения существенных погрепгностей. Например, математическая формулировка может быть упрощена при использовании понятия пограничного слоя, рассматриваемого и следующем параграфе. В результате могут быть получены математически точные решения. Сложность процессов конвективного теплсобмена заставляет при его изучении особенно широко использовать методы экспериментального исследования.
В результате эксперимента получают синтезированные сведения о процессц влияние отдельных факторов не всегда легка выделить. Вти трудности помогает преодолевать теория подобия, рассмотренная в гл. б. Основой теории подобия является математическая формулировка краевой задачи. В ряле случаев для исследования процесса конаективного теплообмена используется его аналОГия с процессами другой физической при- (И роды йналогяя устанавливается на основе математического описания этих процессов. Внедрение электронной вычислительной техники привело к более широкому использованию числечных методов расчета.
Многие задача, не поддающиеся точному решению, могут быть рассчитаны с помощькг ЭЦВМ И в этом случае исходной для расчета является математическая формулировка задачи в анде дифференциальных уравнений н условий однозаачности. з.а гидэодмидмичвскин и шпловол пашдиичиын слои Для инженерной практики особый интерес представляет теплообмеи между жидкостью и омываемым ею телом. Рассмотрим особенности течения и переноса теплоты е пристенном слое жидкости. Условия чпр и ли пан ияэ. В настоящее время в гидродинамике вязкой жидкости получила признание гипотеза а том, что частицы жидкости, непосредственно прилегающие к твердому телу, адсорбируются последним, как бы прилипают к его ооверхности, т е нх скорость равна скорости тела (а если тело неподвижно, то пулго) Этот слой «прилипшей» жидкости нугкно рассматривать как бесконечна топкий слой.
Гипотеза о равенстве нулю скоростей жидкости иа стенке нашла косвенное подтверждение в хорошем согласии с опытом результатов многочпслеаиых теоретических рзбот, в основу которых оиа была полажеча. Равенства вулю скорости жидкости иа стенке выполняется до тех пор, пока газ можно считать сплошной прелой. По мере увеличения разрежения ослабляется взаимодействие газа со стенкой и разреженный газ вблизи стенки начинает проскальзывать. Степень разрежения потока характеризуют значением параметра Кнудсена 1Дч, представляющего собой отношение средней длины свободного пробега молекул газа 1 к характерному размеру твердого тела 1э (например, диаметру трубы или проволоки). Если примерно 11(з)0,001, то газ уже нсльзя рассматривать как сплашнуго среду, для которой выполняется условие прилнпания.
Прн значениях параметра Кнудсена. примерно больших !О. газ лолжен рассматриваться как свободный молекулярный поток. Его взаимодействие с твердым телом описывается на основе закпнов кинетической теории газов. При значениях параметра Киудсеяа, заключенных между 0,001 и 10, разреженный газ не может рассматриваться нн как полносзыо сплошная, ии как полностью свободпомолекулярная среда.
Для этой области чисел Кнудсеиа разрабатываются свои методы расчета течения и теплообмена. Мы будем рассматривать в основном сплошные среды и исходить нз равенства нулю скорости нсчеаакице тонкого слоя жидкости, непосредственно прилегающего к поверхности твердого тела. Уравнение теплоотдачи. Так как у поверхности твердого теле имеется тонкий слой неподвижной жидкости, нз уравнения (4-2) следует, что плотность теплового потока на степке (теплоотдача) может быть опрелелеиа по уравнению Фурье д,= — Л(дг(дл) =е, (4-21) где а в нормаль к поверхности тела.
108 Таким образом, если известно температурное пале, у, можно вычислить, не обращаясь к закону Ньютона — Рихмана: * дп= (р,— ! ), (4-21') При необходимости по известному температурному полю можно определить и коэффициент теплаатдачи. Из уравнений (4-21) и (4-2!') следует, что Будем называть это уравнение у р а в н е н и е и т е п л а о т д а ч и. Из условия равенства нулю относительной скорости жидкости иа паверхвости тела следуют н другие зажиме длн расчетной прантикв выводы, облегчаюпгие нахождение паля температур, и, следовательно, определение у, и а.
Гидрадипамический пограничный слой. Рассмотрим продольное обтекание плоской поверхности тела безграничным потоком жидкости. Скорость и температура набегающего патока постоянны и равны соответственно м« и Гп. ПРи сопРикаснавснии частиц жидкости с поверхностью тела они «прилипают» к ней. В результате в области окало пластины вслед- рп 4-а. ! «пеппе « иствие действия сил пяакости образуется тонкий рости и пырпдпппип«»- слой заторможенной жидкости, в пределах кОто- апи ппгрз в:пи «е. рата скорость изменяется от нуля на поверхности тела до скорости невоамущеннага потока (вдали от тела). Зтот глай заторможенной жидкости получил название гидрадинамичеекога пограпичнога слоя. Теория гидродинамического пограничного слоя впервые дана Л.
Прандтлем (1904 г.). Чем больше расстояние х от передней кроыки пластины, тем толще пограничный слой, так как влияние вязкости па мере движения жидкости вдоль тела все дальше проникает в иевозмущевный поток. Зта аспбеннасть пограничного слоя иллюстрируется рис. 4-б, иа котором прегмтавлены распределения скорости при различных значениях х.
Для течения жидкости внутри паграничнпго слоя спрааедливоуслоиие дю (дучьб, вне пограничного слоя в на ега внешней грачице: дю,/ду=б и ю =. иь. Понятии «толщина пограиичнога слоя» и «внешняя граница пограничного слоя» довольна условны, так как резкого перехода от пограничного слоя к течению вие слоя нет. Скорость в пограничном слое по иере увеличения у асимптатическв стремится к ю«. Поэтому под толщиной пограничного слоя б подразумевается такое расстояние от стснии, на котором скорость будет отличаться от скорости патака вдали от тела из определенную заранее заданную малую величину е~ ! (напрвмер на 1«(ю): при у=б гп„= (1 — е) грп.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
