Теплопередача (Исаченко В. П. Осипова В. А. А. Сукомел С.) (555295), страница 92
Текст из файла (страница 92)
18-4. Степень терааты а зазнсаиесп от те нературы влз Нзб. 0.3 О.В 3,7 13 Плотносп собственного интегрального излучения по опытным данным выражаетса соотношениями =3,3(а()км( —,1 '; В = — 3,3(р!)"!ед(уг- . ПВ-38) Согласно (18-38) излучение С(Ъ растет пропорпионально Тка и (р!)елй Следователыю, СО» может иметь заметное собственное нзлу- а„и аж а',аа що ааа й67 о,м йаг о,аа а ам аам йом оам о,ма а ам Рее !5.5 Сылень черна ы е заененмспм ет температуры лле СО чение При относительно малой толщине слоя. Излучение медленно увеличивается с ростом толщины слоя н быстрее с температурой. Парцнальное давление (р] в толщина слоя (!) оказывают Гюльшее влияние на излучение НтО, чем на излучение СОз. Поэтому при малых толшивах слоя преобладает влияние ттзлучжтия СОв а при больших — излучение НеО.
Зависимости (18-38) показывают, что излучение газов существенно отклоняется от закона четвертых степеней температуры Стефана— Больцмана. На рис. 18-5 и 18-6 приведены графики экспериментальных данных для степени черноты СО и НаО в зависимости от темперзтуры и параметра (р!). На рис. 18-6 представлены данные по прелельиому значению степени черноты зтих газов при р! — ыое. График показывает, что даже в предельном случае степень черноты существе~но меньше 432 тс единицы; предельная степень флйэ --, ~"'~ ! ( т черноты воляного паРа в не- цсй" .
' т-ли * — т — ) сколько раз больше, чем для фФ сс —,— — т -Т двуокиси угчерода. 'Кьь$аь -э!, -р — )-.-'!'— аьь Для газовых смесей вследствие частичного совпадения рьЯ ' спектров степень чернота! ока- с ьш ли тшс жп лбг зывается несколько меньше, Гслсиплкса атж,'С чем сумма степеней черноты рес тз.г, пред пьпап степень черптпы ОО» и отдельных компонентов (Рис.
нтО еп пспнсстс ст сппеРптгРм, (8-7). В камерах сгорания ракет и других системах продукты сгоРания могут находиться прм высоких температурах и давлентшх; степень чер- Лег ,сг ссг слт с аг и' Лс Сг тс с Ег сл сс ег тс с лг ш ае пе тс Ре «/Ре с Рш Р~ ~ттР +Р Р,~l, 'Р, Рпс, !В-7. Папрье и Ье, ва пеппппсс пстппмсепс. и — Сш и псе ноты для этих условий по аисперимеитальяым данным прнводитса в (Л.
4, 64). Кроме того, степень 'терноты газов может быть найдена теоретическим путем. К теоретическны методам относятся методы статистической физики, квантовой механики, молекулярной спектроскопии и др. (Л. !54, 200). же. лзчистыи пплоовмин ыюкдз газовои саидов и овопочиои Предположим, что газ имеет постоянную температуру Ги а стенка Т,.
Примем, что газ и стенка являютса серымн телами. Йэлучение стенки (оболочки) характеризуется сплошным спектром. Газовая среда имеет селситивно-серое излучение в виде отдельных полос стйк ш)(е (рис. )8-8). В общем случае число таких полос лля различных газов может быть различным. Газовая среда обменивается лучистыми потоками со степкой только в пределах этих полос. Вие спектральных полос отдельные элемеитм стенки обмениваются лучистымн потоками только между собой.
Для изотермической стенки результирующий поток для этого теплообмена будет равен пулю. Тогда лучистый поток от газа к стенке можно выразить зависимостью Фг, =(Ев. — Е э.з)Р ° (18-38) где Г» — поверхность степки (оболочки). Плотности потоков эффективного излучения газовой среды и стенки найдем по методу сальдо. По аналогии с ранее приведенными зависимостями для серых тел (17-б) они могут быть представлены зависимостями применительно к отдельным полосам излучения (йй 74): ЕЮ..=(Е-)зх+ р (! — — '11 1 Е л=(Е.л).т+р.., (! — .,„). Черное излучение газа н степки.
соответствующее предельным знаЧениям их степеней черноты, можно выразить соотношениями где е, и е,— предельные степени черноты газа (рис. 18.6) при температурах газа и стенки. Степень черноты газа е, ы определяется зависимостью з,ае,а, -!. а,ье,а, Е„ы * Е ч емт а,э,е,я,-(-а Ье а (е !зь Ь Степень черноты стенки в пределах отдельны'г полос аз моною принять равной интегральной степени черноты (з, „=«т]. Для стационарного теплового Режима р,л= — ры,. Тогда с учетом приведенных выше зависимостей получим следующее расчетное уравнение для лучистого потока 11чы Вт, передаваемого от газовой среды к стенке: .' [" ~Ъ)'-".
~ЪЯ 1 ! чрч + — — 1 Интегральные значения степенэ черноты (коэффициента поглощения) для смеси газов, как указывалось выше, в общем случае не равны сумме значений нх для отдельных компонентов смеси. Так, для смеси НзО и СО» степень черноты н коэффициент поглощения меньше суммы нх значений для НзО и СОз, что объясняется частичным совпадением их спектров излучения: з,=з,о +ен,о — баы (18.41) Степени черноты пара и лвуокиси углерода берутся иэ графиков (18-4), (18-8) по температуре газа при соответствуюшдх произведениях парцизльного давления на длину пути луча (р1).Приближенно средняя длина пути луче определяется пз соотношения 1=т —, а! (18-48) где Р†объ газового тела; т=й,р — поправочный коэффициент.
434 (18 43) Рассмотреэный метод расчета теплообмеиа излучением относится к газовым средам, не содержащим взвешенных твердых частиц несгоревших продуктов сгорания. В камерах сгорания топок и печей газовые потоки содержат указанные твердые частицы. Лля расчета лучистого теплообмена в топках н печах существуют различные методяки, прнвеленные в специальной литературе (Л.
1!9, 134, 140, 189). тв-у. спсвнным твшоовмии Лучистый перенос может сопровождаться одновременным переносом тепла путем теплопроводности н конвенции. Совместный (камбиенрованный) процесс лучистого теплообменз и процесса теплопроводИости или коивекции, а также всех трех видов переноса называют сложным теплое б меном.
Среди гронессов сложного теплооблтена различают р адианионпо-канвективный н радиационно-копдуктивный теплообмен. Радиационно-коивектизиый перенос теплоты является наиболее общим случаем сложного теплообмена; нри этоы теплота переносится не только радиацией, но и теплопроводностью. и конвекцней. В радиацконно-кондуктивном теплообмене имеет место перенос теплоты в неподвижной ослаблиющей н теплопроводной среде путем азлученяя и теплопроводности.
Сложный теплообмен описывается системой уравнений, состоящей нз уравнений энергии„ движения и оплошности, к которым добавляются условия однозначности. Дли модели сплошной среды уравнении сохранения массы в количества движения (см. гл. 4) остаются неизменными. Уравнение энергии применительно к радиационно-конвективному стационарному теплообмену в одноколтпонентной иесжилтаемой жидкости, поглощающей, испускающей и рассетшающей энергию излучения, будет иметь вид: бгтэт+бш бе+бичуй — — 0; (18-44) Данные по средней длине п>ти луча для газовых тел различной геометрической формы приводится и литературе (Л. 88).
Поправка на отклонение от закона аддитивности для газовых смесей эа счет взаимного поглощения из.лучения компонентами берется пз графиков на рис. 18-7. Предельные степени черноты газа при Т и Т, берутся иэ графика рис. 18-6. Если гаэ ввляетсв гелектнвно-черной средой, а стенка черной понерхносгью, то расчетное уравнение упропуается: Рмс ! Э З.
К лучастему тенлссбмеву левшу се.мом с- ер те с в серой сюмтлв. здесь Э„дч н др — соответственно векторы плотности теплового потока за счет тенлопроводиостн, конвекции и излучения (рапиации). В общем случае этн величины изменяются в рассматриваемом пространстве. В уравнении (18-44) не учитываются возможные внутренние источники теплоты и днссияация механической энергии. Граничные условия зздаютсз разлнчно в зависимости от постановки задачи. Раэлячным образом могут быть заданы физические и оптические параметры среды и граничной поверхности [Л.
1, 163). Задачи о совместном переносе энергии путем теплонроводности н излучения в общем случае являются весьыа сложными, поэтому овк решаются чнсленнымн или приближенными методами. Однако приме. нительно к оптически тонким и оптически толстым слоям ($18-2) атг задачи имеют простые решения. При отсутствии коннекции зависимость (18.44) с учетом того, что согласно закону Фурье д,= — л 5габ1, принимает вид: бщ(ьдгаб!) =оВи бр. Для одномерной и плоской задачи это соотношение переходит в зависимость что эквивааентно равенству д= — Ь вЂ” )- 7,= сонэ!. ш Дли случая оптически тонкого слоя радиационный перенос тепла согласно (18-34) определяется зависимостью Ь (ТЦ вЂ” 7;) зг= х;+л— '.
-1 Откуда следует, что др не зависит от положения точки. Интегрируя зависимость (!8-45), получаем: Х!т,— тй (18.46) Полный поток 4 также не зависит от положения точки и определяетси суммой потоков, перекосныых теплопроводностью н излучением. Для оптически толстого слоя среды согласно (18-23) 1аат' эт рэ= лх ' Подставляя эту величину в (18-45), ныеем: э= — (х+ — '-') ~ После интегрщюванни поаучим: 4= —,(т,— т,) ) =(т, т,), л ч« (18-47) эП Уравнение (18-47) показмвает, что и в случае оптически толстого слоя среды потоки 7 и др пе зависят друг от друга, общий поток опре- 436 делается их суммой. Радиационно-кондуктивный теплообмен в плоском слое для других исходных условий рассмотрен в [Л.
5, ПТ, 163); для цилиндрического слоя — в [Л. 116). Задачи радиационно-конвекгявного теплообменв даже для простых случаев обычно боаее трудны, чем задача радиационно-кондуктивного теплообмена. Ниже приведено приближенное решение [Л. 205) одной ,распространенной задачи раднационно-конвективного теплообмера. Существенные упрощенна позволяют довести решение до конца.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
