Теплопередача. Учебник для вузов. В.П. Исаченко, В.А. Осипова, А.С. Сукомел, 1975 (945106), страница 41
Текст из файла (страница 41)
В передней часта трубы может существовать ламинарнзя форма течения. Обраэулощнйсв )уууунем ж е ламинарньщ пограннчнып слои при достюкенни критической толщины пе. рехадит в турбулентный. Талщнна последнего быстро растет, пока не запалнит все течение трубы. Зона нагального участка в мессе иэл1енения ре- л винЕ ы ааюаач) 9 ы =лв (1 — (г)гэ) ), где га — радиус трубы; ы ые — скорость на оси трубы (при г=-б).
Средняя скорость при этом рвана половине максимальной: щ = =0,Г При турбулентном движении почти все сечение трубы заполнено турбулентно текущей жидкостью. У стенки же образуется вязкий подслой. При больших числах ((е толщина подслоя составляет ничтожную часть диаметра трубы. Несмотря на это, для малотеплопроюдных сред вязкий полслой янляется основным термическим сопрстнвленнем. При стабилизнроваяном турбулентном течении жидкости в трубах распределение скорости по поперегиому се~вняло имеет вид усеченной параболы (рис. 8-2,6). Максимальная скорость по-прежнему на оси трубы.
Наиболее резко скллросгь изменяется вблизи стенки. Распределение сноростей в турбулентной части потока (см. $7-4) можно описать с помощью универсального логарифмического закона (7-2!) 1 —" =- — „1пу„+ ч; жима течения характеризуется перемежаемосгью движении. Изменение Ф реэ има течения может произойти и за пределами начальпОго гндродина- Рэс. З.З Распреаехевне скапеста по маческого участка.
не эзлвларпол~ (а) е траулевтПри )(е>5.10 практически с са- нен <а) течении виахытлл мого начала рззннваегся турбулентный пограничный слой. Если жидкосчь втекает нз большого объема в трубу, имскапую острую кромку нэ входе, то в начале трубы обраауются вихри, прияодящне к быстрому разрушению ламинарвого пограничного слпи. Длина гидродвнампческого начального участка н его доли, занятые соответственно ламипарным и турбулентнььн пограничным слоями, занпсят от числа Ре, степени турб).тентности потока на входе н ряда других акторов.Многае факторы взаимосвязаны. $ слн поток юдродинамически сгабилиэарован (х>1 ), скорости по сечению потока при ламинарном изотермнческом движении распределяются го параболе (рис.
8-2,а): г са дг са йе Ог л Рлс ЗЗ Ра пусмелиш с ере тп а «рутлеа трубе пуп раалпчюх часлах Реа«ел«пса здесь ы =)/~/р; р.,=и„р/ч; р=г,— г (рис. 8-2). Согласно данным ряда исследований для турбулентного ядра (р* ао 30) н=0,4 и т)==5,5; для промежуточной между турбулентным ядром и вязтсим подслоем области (р.=«5 —:30) !/«=5,0 и т)=3,05. В пределах иязкого подслоя (р, 0-:Ц принимается лтгнейюе изменение скорости: е -'- =у„илн ы„= — р. е !» Напряжение трения на стенке есть функция числа Рейпольдса.
Отсюда появляется звняснмость распределения скорости по сечению от Ке. Чем болыее число Рейнольдса, тем резче изменяется скорость вблизи стенки и менее резко — в центральной части потока, т. е. зпюра скорости становится более заполненной (рис. 8-3). В результате отногпенне средней по сеченнто трубы скорости к максимальной (г=О) будет зависеть от числа Рейиольдса. Экспериментально получено, что зта величина емменяегтв слабо и равна 0,8 — 0,9.
Приведенные сведения о распределении скорости в турбулентном потоке прежде всего соответствуют нзотермическим течениям илн течениям с практически не г1роявляююейся переменностью физи ~есквх свойств жидкости. По мере лвгакения жидкости вдпль трубы наблюдается прогрев али охлаждение пристенных слоев, если температура жидкости отлична от температуры трубы. В начале трубы центральное ядро жилкасти епю имеет температуру, равгпто температуре на яхаде. зго ядро з теплообменс не участвует, нсс иэмснекие температуры сосредоточивается в пристенном слое.
Таигн образом, у поверхности грт- ,нрз~ г Я=а Зз бы в ее начальной часгн образуется тепловой погра- Л инчный слой, толШнна которого по мере удаленьи от Хл =л~шз яхода увеличивается. На некотором расстоянии от вхо- Рис ач !ьнеяение рзснрелелеин» т н рагурм ла, равном 1, тепловой пр лн» снэз жпх«ас ч в рузе пограничный слой заполняет все сечение трубы; в дальнейшем вся жидкость участвует в теплообмене, причем интенсивность теплообыена уже не зависит от распределения скорости и температуры на входе.
Участок трубы длгпюй 1 „называют начальным тепловым участком или участком термической стабилизацан. Если при х>1н закон задания граничцых условий па стенке не изменяется, то такой тсплообмен называют стабилпзированв н ы м. В отлвчнс ог эпюр скорости эиюры температур при л) 1„, даже а случае постоянных физических свойств жидкости нс остаются неизмененными (рпс. 8-4). Существенное изменепие граничных успений может привести к аффекту; подобному эффекту формирования — нового теплового пограничного слоя (напри- мер, при резком увеличении теплояой нагруз— ки, при возмушенни потока каким-либо местным препятствием) . В случае постоянных физичгскях снойсгв Рпс а-З 1Ьненезне мест е- жидкости и прв простейших граничных услого свелнегз юзФФиниен- виях (например, 1г=сопз1, Ч,=сопя() коэффи цнент теплоотдачи при стабилизированном ,„„ я „„ „, „„„ тсплообмепе является величиной постоянной (рнс. 8.8).
Пронаиодная (811дгУ, и темпеРатУРный напоР б=г — 1ь где 1 — сРеднемассоваЯ по сечению темпеРатура жидкости, при 1е=сопз( убывают вдоль трубы с одинаковой скоростью, если х)1„(нли остаются постоянными при д,=сопи(). На начальном участке произвоцная (81)дг), убывает гораздо быстрее температурного напора. В результате, как следует из уравнения теплоотдачи яа участке термической стабилизации о резко надает н при стабнлиаированпом теплообмепе становится постоянной величиной (рис.
8-5,п). Если на начальном участке изменяется режим течения, то изменение коэффициента теплоотдачи по клане трубы будет иным, например 203 — *'* =0,055 ре — "'* — =.- 0,07 Ре. ! и э случае с,=сопч1 Эти уравнения соотзетствумт преднарктельно гидродннамическп стабилизированному течешио. При ламинарном течении число Рейиользса чозкет достигать ееличнны примерно 2000. При этом для газон, у которых Рг=.1 (напомним, чю Ре=-Кер!) расчетназ длина начальною тепловою участка достигает примерно сга диаметроп.
У очень вязких жндкостеа (Ргд!1) значение 1 ., может изменятьси от нескольких сотен до нескольких десятков тысяч диаметров. В последнем случае теплообмен практичглкн всегда происходит в пределах начального учаетка. Согласно многочисленным опытным данным при т)рбулентнол! течении(,= (10э15)г(. Определим средний коэффнцаент теплоптла ш трубы, если 1)1,„, где 1 — длгна трубы. Пусть на участке О~к<1„, а= — а(х) =акт, а при х~( т и= и .=сопэ1. Тогла ! ! зглх ) «агах+ ~ агах — и, а е е! ! ) шлз ) агля+ ) агах п (а) Интегралы з пределах от 0 до („т Дуюжим образом: ! а„Ы г(х —.-д т1 =э,й(,1„„ й могут бъ!ть представлены сле- и ) б(„эс(х = йз 1, е Подставляя значения ннюгралоз в уравнение (а), получаем: Ы „! ! а= ! э!„х„, г„ как на рис.
8-5,6. Козффипкснт теплоотдачи уменьшается на участке ламинаркаго течения н растет при его разрушении. Затем происхолит стабилизация тсплообмена при турбулентном течении. Длина начального теплового участка зависит от болыпого коли- честна факторов, например от коэффициента теплопроеодности жидкости, наличия гидродинамической стабилизации, числа Рсйнольдса, распределения температур на входе и т.
п. Теория показывает, !то прн лаиинариом течении жидкости г. постоннныии физическими параметрами и однородной температурпй на входе в случае (ч=- сопз( где —.:-н+ т(0 1+т(0 бт . бг„,— соответственно средние температурные напоры на участках (1, „1) и (О, 1„,1. В 0)„=01... у(В =(1 — 1.. В1 '. Подставляя в уравнение (8-1) это значение функнни у()), получаем: / (8-2) Из этого уравнения следует, что в длинных трубах (!л 1 .,) а — е — еп, т.
с. при больших 1 аначсния и и н практически совпадают. Например, если а х!е =-1,3, то с точностью до Зе)э средний коэффициент теплоотдачи а будет равен локальному п прп 1= 101, т-у„, 1(лина трубы 1„„ при которой с достаточной степенью точности можно полагать, что средний коэффиниент тсплоотдачи а равен каэффипнентт теплоотдачи при стабилизированном теплообмене а,обычно испольауется в практических расчетах средней теплоотдачи. Очевидно, 1,, является усаовиой расчетной величиной, числовое значение которой аавнсит или ат точности аналитического расчета, нли от точности экспериментальных данных. В связи с перемевностью физических параьгетров при ламинарном течении (Не<2000) могут иметь место два рсвгима неизотерьгического движенвя: вязкостиый и вяакостно-гравитационный.
Законы теплоотдачи для этих двух режимов различны. В ввзкостиа-гравитационном течение силы вязкости и подъемные силы соизмеримы. Вязксстпый режим имеет место при вреобладаиии сил вяаиостн над подъемными силами„т. е. он соответствует течению вязких жидкостей при отсутствии влияния естественной конвекпии.
По сравнению с вязкостно-гравитапиоииым вязкостный режим твм более вероятен, чем меньше диаметр трубы, чем больша вязкость жвдкости и Чем меньше температурный напор. При вязкостном режиме распределение скорости по сечению трубы отклоняется от параболического, так как вследствие изменения температуры по сечению иамеинется и вяакость. При этом распределение скоростей зависит от того, имело ли место иагревание нли охлаждение жидкосшй (рис. 8-8).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
