Теплопередача (Исаченко В. П. Осипова В. А. А. Сукомел С.) (555295), страница 47
Текст из файла (страница 47)
Таким образом, при высокой степени турбулентности набегзюшего потока пуюк уже мотает нвиться детурбулнзирую~ции устройством. В этом случае нет достоверных данных для определения а первых двух рядов. Расчет можно вести, полагая, что для всех рядов з,= 1. Если пучок многорядный, то доля теплоагдачн начальных рядов нсаначнтельна по сравнению с теплоотдвчей всего пучка и яетачность в определении а, не призы!от к сушествениым ошибкам при расчете среднего коэффициента теплоотдачн всего пучка а. Теплоотдача пучков труб тависгм также от расстояния между трубами. Это расстоянве принята выражать в виде безразмерных характеристик з~/г/ и зг/и', называемых соответственно относительны ми поперечины и продольным шагами. Согласно (Л. 54, 62) прн смешанном режиме (Вема=!Оа —:1Оз) средний коэффициент теплоотдачи определенного ряла пучка может быть определен по )равнению )(п,.г= — с)(е" Рг™!Рг„/Рг,)'*'ага„ (9-4) где для шахматных пучков с=04! и л=0,60 и для коридорных с= =-0,26, л=0,65.
В формуле (9.4) определяющим размерон явпяется внешний диаметр трубок пучка. Скорость жидкости, входяшая в критерий )(е м подсчитывается по самому узкому поперечному сечению ряда пучка. Определяющей температурой является средняя температура жидкости (исключение составляет число Рг„выбираемое по температуре стенки). Пег!равачный коэффициент е, учитывает влияние относительных шагов. Для глубинных рядпв «орндорного луша [Л. 62] е,= (зг/и) для шахматного [Л. 48] при зг/ш<2 г;=(зг/ш)ьэ; при з,/зэ)2 е, 1,12.
В [Л. 62] относительные шаги изменялнсь в пределах от 1,24 до 4,04; в [Л 48] зг/3=1,3.~-26; ш/И=0,61 —:3,9 и — ' — ', 0,33 . 3,4. Од В соответствви с этим изменением отяоснтельпых шагов теплоот дача глубпнных рядов коридорного пучка изменялась в опытах при шы=-сопз( примерно на 20%, а шахматных в на 30г)г. Для определенна коэффишгеита теплоотдачн всего пучка в целом необходюг~ произнес~и осредиение средних значеннй и, полученных для отде:..
пых рядов: ,г, =1 ~Л где ос — средний коэффициент теплоотдачи г-го ряда; Гс — суммарная поверхность теплообмена трубок г-го ряла; л — число рядов в пучке. Если Гг=Гз= ... =Г, то формула упрощается: , +,+(а — 21 г а=- при этом а,=е,а, и а,=е,аса Поправочный мнолашель е, учитывает изменение теплоотдаче в начальных рядах труб. При зтл((4 и невысокой степеив турбулентное~и набегающего потока поправку а, можно оиредего дт:г лить по диаграмме рис. 9-9.
По сравненшо со смешанным режимом прадо кчалодьзса цесс течения и теолоотдачи а ламннарной и турцз ш~~» булентиой областях изучен гораздо хуже. Однако имеющиеся а настоящее время данные поз,о зволяют сделать вывод, что и прн турбулентном од режиме теплоотдача первого п второго рядов с о о у о меньше. чем глубинных, Начиная с третьего ряда теплоотлача стабилизируется. В работе Бергелнна и др. изучалась средняя теилоотдача тесных десятирядных шахматного и «орндорного пучков (зг/г( н эг)а равны или меньше 1,25). Теплоотдаче в этом случае описываешься уравнением %„о=сКе"~ Ргц~(рта('Рг,)П', (9-5) Рис.
9-9. Диаграмма каменская кои)фаиеенго теплоотка и по разам кер зоркого и шзхизг. кого у»коа трус. где для юахчатпогр пучка с=1,8, для корилорного о=-1,2. Все определяющие величины выбвраются так же, как и для формулы (9-4). форты гш лг го' м' мула (9-5) справедлива прп Кезз=.!Π—:200— для шахматиык и при Ке„м=!0 э!50 --лля коРес 9-!О. Оззкгимост геалгштл з ючко трус Ридо(гных п)'чксв от угле этака 9. Возможное влияние свободной коивекцни формулой (9-5) не учгпывается.
При прочих равных условиях в ламиварной области теплоотдача тпахматных пучков е полтора раза больше теплоотдаги «орилорных. В смешанной области эта разница уменьшается и в пределе при Ке 10з практически исчезает. В турбулентной области теплоотдача шахматных и коридорных пучков разнится сравнительно мало.
Прн Ке)2.10е теплоотдача глубинных рядов шахматного и коридорного пучков труб моукет быть рассчвтана по формуле [Л. 212) (9-6) Опыты показывают, что переход от одного режима к другому провсходит не прн определенном зяачении чвсла Ке, а в некоторой сравнительно небольшой области. Поэтому значения чисел Ке=!50 илн 200 н Ке 1О' иуукно понимать как некоторые осредпенпые величины. Их значение завнсит также от относительных шагов. Папрвмер, у ярко выраженных коридорных пучков (зс(ал щ(И) взмепеиие режима тепло- 230 отдачи происхолнз прп больших значениях Ее, чем у «регпетчатых» коридорных п>чков (зкгг(шзг(и) [л.
02). Форм>ла (9-4) применима лишь в случае, когда поток жидкости перпендикулярен пои труб пучка (угол атаки 9=90'). Если 9<90' (рнц 9-10), то изменение теплоотдачн может быть учтена путем введения в формулу (9-4) поправочного коэффициента з =аз/ш представляющего собой отношение коэффициента теплоотдачи при угле атаки ) к коэффициенту теплоотдачп прн 9=90'.
Значения зч=)(Р) можно взять ьм графика ((л>с. 9-10). Прн значениях ф, близких к нулю, теплоотдача рассчитывается по форм ле продольно-омываемых п> ~кое труб. апомннм, что приведенные здесь данные относится к Случаю РгР-1. Теплоотдача прн Рг~! рассматривается в гл. П. !Ъааа десятая ТЕЛЛОЬТДАЧА ЛРИ СВОВОДНОМ ДВИЖЕНИИ ЖИДНОСП4 ньч. ОснОВные положения Свободное двигкение возникает за счет неоднородного распределения в рассматриваемой жидкости массовых (объемных) снл, Такими силами являются сила тяжести, центробежная сила и силы за счет наведения р жидкости электромагнитного поля высокой напряженноогн. Наиболее хорошо изучено свободное дввжение лгидкости, вызванное гравитационными силами.
В уравнении движения (4-18) гравитационные силы учитываются членом рй, имеющим размерность силы, отнесенной к единице обтлма. Прн теплообмене температ>ра жидкости переменив, поэтому нозникает разность плотностей н как следствие разность гравитационных сил, представляющих собой архимедову или подъемн>то (опускную) силу. В технических задачах ускорение силы тнжести от точки к точке рассматриваемого пространства практически не изменяется. Объемные лге силы, вызванные центробежным эффектом нли алектромагннтным полем, ьюгут изменяться в изучаемой нгидкастп за счет изменения вектора Г, представлякнцего собой отношение силн, действующей на данный элемент жидкости, к массе маго элемента. Если учптываетсн толь. ко сила тяжести, то Г=-Е.
В этой главе будет рассмотрена теплоотдача только при свободном гравитационном двяжении. Иногда результаты, полученные для гравитационной конвекцин, применяют плн опенки свободного движения под действием других массовых сеш. Тогда ускорение силы тяжести заменяют суммой»скоренвя Е и >скоренггя, соответствующего дополнителыю лействуюшей нассовой силе (например, центробежного ускорения вз(г). Полученный таким образом результат следует рассматривать нак приближенный, так как поле ускорений, соответствующих различным силам, может отличаться от поля гравитационного ускорения. тв.э.
теппООтдачл пэи свОБОднОм движенни жиднОсти В БОЛЬШОМ ОБЬЕМЕ В этом параграфе будет рассмотрено свободное гравитационное течение дли наиболее простых форм поверхяости тверлого тела (вертикальная плита, горизонтальный цилиндр), Предполагается, что объем жидкости настолько велик, что свободное движение, возникающее у других тел, расположенных в этом объемц не сказывается на рассматриваемом течении. Как в при вынувсденной конвенции, свободное движение жидкости мажет быть как ламинаряым, твк и турбулентным.
А. Теилоотдичи лри гаободпюлг лилииарноя движении вдоль агджи;альлои пластины Пусть вертикальная пластина с неизменной температурой поверхности, равной 1Р, ааходится в жидкости или газо Жидкость вдаяи от пластины неподвижна (вынужденное течение отсутствует), темпераЕУРа жидкости вдали от пластпРы постоЯцна н Равна гз. Дла пРостаты вычисления примем, что 1 >1з (однако полученные результаты будут х справедливы и для обратного соотношения темпера!. ны скорость по-прежнему равна нулю. Г тур). Прв этоы у пластины появляется падьечное движение нагретого слоя жидкости.
Вдали от пластп- расположнм начало каор!шпаг у нижней кромки пластины, а ось Оу нормально к ее поверхности (рис. 10-1). Будем полагать, что пластина вдоль осв Ол бесконечна. Процесс стационарный. Р Лля упроптення решения задачи примем следую- щие допущения Рзс 1а-1 Д вива. 1) сялы инерции пренебрежимо малы по сравнелу ФРРаули ллз иию с силами тяжести н вязкости; лоотдзча ПРа сзо" 2) нопвектнвпын перенос теплоты, а также теЕохкоз тепловоз плопроволность впала лвижр|пегосЯ слоЯ жиДкости коязехцая можно не учитывать; 3) градиент давления ранен нулю; 4) физические параметры жилкости (исключая плотность) постояняы; плотность является линейной функцией температуры. Булем полагать, что температура в движущемся слое 1кндкостиизменяется по уравнению 0=0,1'1 Р '1', (10-1) где 6=1 — (з и бе=1Р— (з; согласно условию задачи бо=сопз1.
Уравнение (10-1) удовлетворяет граничным условиям: 0=0г при у=й и 0=0 при у=б. (а) Коэффициент теплоотдачв определяется уравнением (1О й где р=сопз1. Отсюда р — р=-М0. Подставляя зиачеиие 0 согласно (1О-1) в уравнение (10-4) и учитывая последнее соотношение лля плотности, уравиекпе движения ь1огкио яаписать следуюшим образом. "„""; =-- А ~1--й — "+ — ",',-)1 здесь А=- — ' — '~) (д). ме)' Иитегрироваиве уравнения движения дает: — "= — А!10 — у'+ —,у'!+с, ат ~ З ЗЗ* ! — зз " + !ям р )+"р+" Примем след!юшке граничные условия длк скорости: м =0 как при 0=0, так и при р=й.
Отметим, что, строго говоря, при у=й(0 О) скорость может Сыть пе равна нулю. Это объяспяется действием сил вязкости. Движ!гциеся частшгы могут увлекать за собой слон жидкоСти, иаходяшиеся в изотермических усчовиях. При принятых граничных условиях из уравнения (б) слелует. что А с,= — В в с„=й. ч хйй Из уравнения (10-!) следует, гто ЕЕ 2З, 1 22, 2Е, / Е!. Подставлаа вначеаие,пй)ор)е, в УРавнение теплоотдачй (1020), по. лучаем! е а = — -й-. и.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
