konvektiv varmeoverføring.
Lavrov, Dmitry Alexandrovich
Akademisk grad:
PhD
Forsvarssted for avhandlingen:
VAK spesialitetskode:
Spesialitet:
Teoretisk grunnlag for varmeteknikk
Antall sider:
Introduksjon.
1. Litteraturgjennomgang og forskningsmål.
1.1. Metoder for en komparativ kvantitativ vurdering av energieffektiviteten til konvektiv varmeflater.
1.2. Øke effektiviteten til rørformede varmeflater
1.3. Forskningsmål.
2. Metode for beregning av energieffektiviteten til varmevekslere fra glattrørs- og ribberørbunter og innretninger fra profilark (platevarmevekslere). Sammenligning av bunter med glatte rør og ribber ved "tosidig" og "ensidig" strømning rundt varmeflaten.
2.1. Metode for å beregne energieffektiviteten til bunter med glatte rør.
2.2. Metode for å beregne energieffektiviteten til ribbebjelker.
2.3. Bestemmelse av energieffektiviteten til bunter med glatte rør og finnede. Sammenligning av bunter med glatte rør og ribber.
2.4. Metode for å beregne energieffektiviteten til varmevekslere fra profilark (platevarmevekslere). Beregning av energieffektivitet.
3. Eksperimentell studie varme og aerodynamikk egenskaper i supertette sjakkbjelker.
3.1. Teknikk for å studere varmeoverføring og aerodynamisk motstand.
3.2. Eksperimentell side.
3.3. Oppsett av forsøksoppsettet.
3.4. Teknikk for behandling av eksperimentelle data.
3.5. Målinger i termiske og aerodynamiske eksperimenter.
3.6. Kalibreringseksperimenter.
3.7. Analyse og generalisering av eksperimentelle data om varmeoverføring.
3.8. Analyse og generalisering av eksperimentelle data om resistens.
3.9. Sammenligning av de oppnådde resultatene med dataene til andre forfattere.
Introduksjon til oppgaven (del av abstraktet) Om emnet "Intensifisering av konvektiv varmeoverføring"
Varmevekslere er som regel den mest metallkrevende og voluminøse delen av kraftverk innen industri- og stasjonskraftteknikk. Spesielt gjelder dette varmevekslere som opererer i lavgradige varmegjenvinningssystemer og som opererer med små temperaturforskjeller. Derfor er problemet med å utvikle effektive varmevekslingssystemer i stor grad problemet med å intensivere varmeoverføringen.
Søket og studiet av metoder for intensivering, så vel som vitenskapen om varmeoverføring generelt, har en ganske lang historie. Basert på det intuitive konseptet med intensiv blanding som et middel for intensivering av varmeoverføring, har mange forskere foreslått og testet et bredt utvalg av turbulente innsatser, modifiserte kanalformer og forskjellige kunstige former for overflateruhet. Basert på de utviklede beregningsmodellene for turbulens og med bruk av numerisk simulering av komplekse strømmer, i relativt nyere tid, ganske klare ideer om mekanismen for varmeoverføringsintensivering, påvirkningen av faktorer som væskeegenskaper (Prandtl-tall), strømningsregime (Reynolds-nummer), akselerasjon eller strømningsretardasjon (strømning i en forveksling eller diffuser). Metoder for ulike fysiske påvirkninger utvikles for å intensivere overføringen, for eksempel akustiske og elektromagnetiske påvirkninger.
Konvektiv rekuperative varmevekslere som "gass-gass", "væske-væske", "gass-væske", "gass-to-fase medium", "flytende-to-fase medium" er mye brukt for tiden både i industrielle ( petrokjemi, metallurgi, luftfart, marine, kjøleutstyr, etc.), og i stasjonskraftindustrien.
En stor mengde metall forbrukes ved fremstilling av slike varmevekslere. Deres drift er forbundet med høye energikostnader, først og fremst for pumping av kjølevæsker. Veksten i produksjonsvolumer er ledsaget av en økning i massen og dimensjonene til varmevekslere, samt i energikostnader for driften. Derfor er oppgaven med å redusere massen av varmevekslere (spesielt "gass - gass" og "gass - væske") på den ene siden, og driftskostnadene på den andre, også veldig relevant her.
Disse oppgavene kan bare løses ved å intensivere varmeoverføringen fra en eller begge varmebærerne med en moderat økning i hydrodynamisk motstand, siden energieffektiviteten til en varmeveksler bestemmes av forholdet mellom nytteeffekten (varmestrøm) og materialkostnadene (metall) og energiforbruk).
Problemet med å øke energieffektiviteten til varmevekslere og metoder for komparativ evaluering av deres effektivitet, som nevnt ovenfor, har blitt studert, i hovedsak, siden utseendet til de første enhetene. Analysen var basert på forskningen til Gukhman A.A. , Kirpicheva M.A. , Buznika V.M. , Zhukauskas A.A. , Migaya V.K. , Kalinina E.K. og Dreitser G.A. . Omfattende informasjon om design av kompakte og intensiverte varmevekslere og metoder for deres beregning er inneholdt i.
Inkonsekvensen av disse kravene er åpenbar: intensiteten av varmeoverføring, ceteris paribus, øker omtrent proporsjonalt med hastigheten til kjølevæsken til første grad, og kraften som brukes er proporsjonal med hastigheten i terninger. I tillegg er varmefluksen generelt proporsjonal med overflatearealet.
Derfor er løsningen på problemet med å øke energieffektiviteten til en varmeveksler å skape et slikt fysisk miljø for et gitt område og gjennomsnittlig hastighet til kjølevæsken, der varmeoverføring skjer med høyest mulig intensitet, og prosessen med momentum overføring (bestemme kraftkostnader) - med minst.
Kompleksiteten til denne oppgaven skyldes to forhold. For det første utføres begge overføringsprosessene av de samme elementene i mediet, som samtidig er bærere av både varme og momentum. For det andre, i det generelle tilfellet, bør man vurdere spørsmålene om å intensivere varmeoverføringen og redusere pumpekostnadene for begge kjølevæskene som har en felles skilleflate.
Det er åpenbart at den fysiske situasjonen som tilsvarer prosessskjemaet beskrevet ovenfor er svært uvanlig, svært kompleks, og kun kan skapes kunstig med gjennomtenkt og nøye kontrollert prosessutvikling.
I tillegg, i den praktiske bruken av intensivering i varmevekslere, må man møte problemene med å velge riktig metode for intensivering og de geometriske parametrene til intensiveringselementer, idet man tar i betraktning at produksjon av intensiverte overflater krever visse ekstra kostnader (som tar hensyn til ta hensyn til produksjonsevne og kostnader), og også ta hensyn til tilfeller der de intensiverte overflatene fungerte bra i den første driftsperioden, og deretter den tilsvarende effekten avtok eller forsvant på grunn av akkumulering av termisk skadelige avleiringer, erosiv og korrosiv slitasje av de intensiverende elementene , og da blir det nødvendig å velge den optimale metoden fra synspunktet om langsiktig drift, metoder for mulig rengjøring, etc. ., det vil si generelt sett fra synspunktet om påliteligheten til varmeveksleren.
Å øke energieffektiviteten til varmevekslere med glatte rør, få-rads bunter som opererer på ren gass (varmegjenvinningskjeler, CCGT-enheter, luftvarmere, varmtvannskjeler, tørre kjøletårn, etc.) kan oppnås ved å redusere tverrgående og langsgående stigning av bunten, det vil si på grunn av å øke bjelkens kompakthet.
Denne utgaven er gjenstand for den eksperimentelle delen av arbeidet, der varme-aerodynamisk kjennetegn ved supertette tverrgående strømlinjeformede forskjøvede glatte rørbunter.
Et viktig spørsmål når man vurderer problemet med konvektiv varmeoverføringsintensivering, er fortsatt spørsmålet om å bestemme kvantitative indikatorer for energieffektivitet og riktig sammenligning av ulike metoder for intensivering.
Beregnings- og metodikkdelen av arbeidet er viet denne problemstillingen, der det utvikles en metodikk og algoritme for beregning av energieffektivitetsindikatorene til ulike konvektive overflater med en "ensidig" og "tosidig" flyt rundt overflaten. åtte
Avhandlingens konklusjon om emnet "Teoretisk grunnlag for varmeteknikk", Lavrov, Dmitry Aleksandrovich
Variasjonsområdet for parametrene som vurderes (energieffektivitetsindikatoren for overflatearealet Kp, forholdet mellom lengdene b21b\ og forholdet mellom høydene b21b\ for test- og referansevarmevekslerne, forholdet mellom konjugat Reynolds-tall, forholdet av volumer okkupert av overflater og kompakthetsfaktoren) avhengig av type profilkanal er vist i tabell 2.11.
Tabell 2.11 viser at de mest effektive plateoverflatene for gass-gassvarmevekslere er overflater med flate kanaler med sfæriske utsparinger (hull) og med tokantede kanaler dannet av trapesformede fremspring. Disse varmevekslerne har et mindre varmeoverflateareal enn de tre andre (inkludert "referansen"), med samme overførte varmeflukser, samme effekt for pumping av varmebærere og med samme varmebærerstrømningshastigheter. Samtidig er det en nedgang i høyden
92 av utvekslingsapparatet (reduksjon i lengden på banen til varmebærerne) og en økning i lengden på varmeveksleren (bredden på arkene k er tatt uendret, fig. 2.23). De konjugerte verdiene til Reynolds-tallene og følgelig hastigheten til kjølevæskene er også diktert av sammenligningsforholdene. I alle tilfeller ble rekkevidden av Reynolds-tall kontrollert, der de empiriske avhengighetene for varmeoverføring og motstand akseptert fra litteraturen er gyldige.
KONKLUSJON
Som et resultat av dette arbeidet:
1. De eksisterende metodene for komparativ kvantitativ vurdering av effektiviteten til konvektiv varmeflater analyseres.
2. Metoder for å øke energieffektiviteten til rørformede varmeflater analyseres.
3. Det foreslås en metode for beregning av energieffektiviteten til glattrørs- og ribberørbunter med «ensidig» og «tosidig» strømning rundt varmeflaten, varmevekslere fra profilplater og varmevekslere med flate gitterfinner. kanaler.
4. Det ble foretatt en analyse av energieffektiviteten til glattrør og ribbede forskjøvede bunter, varmevekslere fra profilplater og varmevekslere med flate nettingfinnede kanaler.
5. Nye pålitelige avhengigheter for varmeoverføring og motstand i forskjøvede bunter med axb = 1.051x0.910 er oppnådd; 1,027x0,889 og 1,009x0,874 i tallområdet Nye = (8-100)-10 når du endrer radene langs gassen 22 fra 5 til 3.
6. Indikatorene for energieffektivitet til de studerte kompakte varmeflatene bestemmes.
Liste over referanser for avhandlingsforskning kandidat for tekniske vitenskaper Lavrov, Dmitry Alexandrovich, 1999
1. Antufiev V.M., Gusev E.K., Ivanenko V.V. etc. Varmevekslere fra profilplater. M.: Energi. 1972.
2. Antufiev V.M. Sammenlignende studier av varmeoverføring og motstand av ribbede overflater // Energomashinostroenie. 1961. nr. 2. S. 1216.
3. Antufiev V.M. Effektivitet av ulike former for konvektiv varmeflater. L .: Energi, 1966.
4. A. s. nr. 1560896 (USSR). Konvektiv rørformet overflate / V.I. Velichko, V.A. Pronin. (USSR). -Bul. nr. 16, 1990.
5. Aerodynamisk beregning av kjeleanlegg. Normativ metode / Under. utg. S.I. Mochan. Moskva: Energi, 1977.
6. Bazhan P.I., Kanevits G.E., Seliverstov V.M. Håndbok for varmevekslere. M.: Mashinostroenie, 1989.
7. Baranovsky N.V., Kovalenko L.M., Yastrebenetsky A.R. Plate- og spiralvarmevekslere. M.: Mashinostroenie, 1973.
8. Bergles A. Intensifisering av varmeoverføring // Teploobmen. Prestasjoner. Perspektiver. Utvalgte saker fra den 6. internasjonale konferansen om varmeoverføring. M.: Mir. 1981. V.6. s. 145-192.
9. Buznik V.M. Intensifisering av varmeoverføring i skipsinstallasjoner. L.: Skipsbygging. 1969.
10. Yu.Velichko V.I., Kovalenko N.A., Schille B. Varmeoverføring og motstand i supertette glatte rørbunter med forskjøvet arrangement. Minsk: ANC "ITMO im. A.B. Lykova, 1996.
11. P. Velichko V.I., Lavrov D.A. Energieffektivitet for konvektiv varmeoverflater med bilateral strømning rundt // Tr. Andre russiske nat. konf. på varmeoverføring. T.6. Intensifisering av varmeoverføring. M.: MPEI, 1998. S. 58-61.
12. N. Grigoriev V.A., Krokhin Yu.I. Varme- og masseoverføringsapparat av kryogen teknologi. Moskva: Energoizdat, 1982.
13. Gukhman A.A., Zaitsev A.A. Beregning og evaluering av effektiviteten til konvektiv varmeoverføringsflater med kompleks form basert på en generalisert analyse // Moderne problemer med teorien om varmeoverføring og fysisk hydrodynamikk. Novosibirsk.: 1984. S. 16-30.
14. Gukhman A.A. Intensifisering av konvektiv varmeoverføring og problemet med komparativ vurdering av varmevekslerflater // Teploenergetika.1977. nr. 4. s. 5-8.
15. Gukhman A.A., Kirpikov V.A. Til spørsmålet om intensivering av konvektiv varmeoverføring // Heat and Mass Transfer VI: Materials of the VI All-Union Conference on Heat and Mass Transfer. T. 1.4. 1. Minsk: ITMO AN BSSR. 1980.
16. Gukhman A.A. Metode for sammenligning av konvektiv varmeflater // JTF. 1938. V.8, nr. 17. S.1584-1602.
17. Dilevskaya E.V. Kryogene mikrovarmevekslere. M.: Mashinostroenie, 1978.
18. Zhukauskas A.A., Zhyugzhda I. Varmeoverføring av en sylinder i en tverrgående væskestrøm. Vilnius: Mokslas, 1979.
19. Zhukauskas A.A. Konvektiv overføring i varmevekslere. Moskva: Nauka, 1982.
20. Zhukauskas A.A., Makaryavichus V.I., Shlanchyauskas A.A. Varmeoverføring av rørbunter i en tverrgående væskestrøm. Vilnius: Mintis, 1968.
21. Zhukauskas A.A. Problemer med intensivering av konvektiv varmeoverføring. Varme- og masseoverføring VII. Problemrapporter fra All-Union Conference on Heat and Mass Transfer. Del 1. Minsk. 1985. S. 16-41.
22. Zhukauskas A.A., Ulinskas R.V., Katinas V.I. Hydrodynamikk og vibrasjoner av strømlinjeformede rørbunter. Vilnius: Mokslas, 1984.
23. Isachenko V.P., Osipova V.A., Sukomel A.S. Varmeoverføring. Moskva: Energi, 1981.
24. Kalafati D.D., Popalov V.V. Optimalisering av varmevekslere med tanke på varmeoverføringseffektivitet. Moskva: Energoatomizdat, 1986.
25. Kalinin E.K. Dreytser G.A., Yarkho S.A. Intensifisering av varmeoverføring i kanaler. M.: Mashinostroenie, 1990.
26. Karadashev G.A. Fysiske metoder for intensivering av kjemiske teknologiske prosesser. M.: Kjemi. 1990.
27. Kirpikov V.A. Intensifisering av konvektiv varmeoverføring. M.: 1991.
28. Kirpikov V.A., Leifman I.I. Grafisk metode for å evaluere effektiviteten til konvektive varmeoverflater Teploenergetika. 1975. Nr. 3. s. 34-36.113
29. Kirpikov V.A., Musavi Nainian S.M. Khim. og petroleumsteknikk. 1994. Nr. 10. s. 11-14.
30. Kirpichev M.V. På den mest fordelaktige formen av varmeoverflaten. G.M. Krzhizhanovsky. 1944. T. 12. S. 5-8.
31. Kovalenko JIM., Glushkov A.F. Varmevekslere med varmeoverføringsforbedring. Moskva: Energoatomizdat, 1986.
32. Kuntysh V.V., Iokhvedov F.I. Velge en effektiv varmeoverflate for å lage en kompakt luftvarmer(varmer) // Izvestiya vuzov. Ser. Energi. 1970. Nr. 5. s. 68-72.
33. Case W.N., London A.JI. Kompakte varmevekslere. M.: Energi. 1967.
34. Lavrov D.A., Velichko V.I. Øke energieffektiviteten til konvektive varmeoverflater med bilateral strømning rundt // Fifth International Scientific and Technical Conf. studenter og hovedfagsstudenter. Sammendrag av rapporter. T.2. M.: MPEI, 1999. S. 279-280.
35. Lipets A.U. Om rasjonelle oppsett av konvektiv varmeoverflater av kjeleenheter // Teploenergetika. 1963. Nr. 5.
36. Migay V.K. Modellering av varmevekslerkraftutstyr. Leningrad: Energoatomizdat. 1987.
37. Migai V.K. Forbedring av effektiviteten til moderne varmevekslere. L.: Energi. 1980.
38. Migai V.K., Firsova E.V. Varmeoverføring og hydraulisk motstand av rørbunter. L.: Vitenskap. 1986.
39. Bestemmelse av de mest fordelaktige gasshastighetene i membran-type economizers / A.B. Zmachinsky, Yu.V. Musatov, G.I. Levchenko, V.A. Medvedev // Power Engineering. 1974. Nr. 7. s. 13-15.
40. Grunnleggende om beregning og design av luftkjølte varmevekslere: A Handbook / A.N. Søvnløs, G.A. Dreitser, V.B. Kuntysh og andre. St. Petersburg: Nedra, 1996.
41. Pochuev V.P., Lutsenko Yu.N., Mukhin A.A. Varmeoverføring i avkjølte blader på høytemperaturgassturbiner // Tr. Første russiske statsborger konferanser om varmeoverføring. V. 8. Intensifisering av varmeoverføring. M.: MEI, 1994. S. 178-183.
42. Pronin V.A. Måling av hydrodynamiske egenskaper og varmeoverføring i tette tverrstrømlinjeformede rørbunter. Energieffektiv metode for å plassere rør i en bunt / Sammendrag av oppgaven. dis. cand. de. Vitenskaper. M.: 1990.
43. Pronin V.A., Klevtsov A.V., Lavrov D.A., Kosolapov D.M. Forbedring av energieffektiviteten til flate riller med ribber // Tr. Andre russiske nat. konf. på varmeoverføring. T.6. Intensifisering av varmeoverføring. M.: MPEI, 1998. S. 188-191.
44. Pruss L.V. Problemet med påliteligheten til varmevekslere. L.: Vitenskap. 1986.114
46. Salikov A.P., Tulin S.N. Metode for å sammenligne rørbunter med trådfinner / Power Engineering. 1959. Nr. 11. s. 20-21.
47. Håndbok for varmevekslere / Pr. fra engelsk, red. B.S. Petukhova,
48. B.K. Shikov. T. 1. M.: Energoatomizdat, 1987.
49. Stasyulyavichus Yu., Skrinska A. Varmeoverføring av tverrstrømlinjeformede bunter av ribberør. Vilnius: Mokslas, 1979.
50. Termisk beregning av kjeleenheter. Normativ metode / Under. utg. N.V. Kuznetsova og andre. M.: Energi, 1973.
51. Varmevekslerutstyr til kraftverk / M.M. Andreev,
52. C.S. Berman, V.G. Buglaev, Kh.N. Kostrov. Moskva: Mashgiz, 1963.
53. Varmevekslingsanordninger for gassturbin- og kombinerte anlegg, red. A.I. Leontiev. M.: Mashinostroenie. 1985.
54. Turkin A.V., Sorokin A.G., Bragina O.N. et al. Intensifisering av varmeoverføring ved bruk av hull i en flat kanal ved lave lufthastigheter // Varme- og masseoverføring MMF - 92. V.1. 4.1. Minsk: ANC "ITMO im. A.B. Lykova", 1992. S. 18-21.
55. Shchukin V.K., Khalatov A.A. Varmeoverføring, masseoverføring og hydrodynamikk av virvlende strømmer i aksesymmetriske kanaler. M.: Mashinostroenie. 1982.
56. Workshop om varmeoverføring / Red. A.P. Solodov. Moskva: Energoatomizdat, 1986.
Vær oppmerksom på at de vitenskapelige tekstene presentert ovenfor er lagt ut for gjennomgang og oppnådd gjennom original avhandlings tekstgjenkjenning (OCR). I denne forbindelse kan de inneholde feil relatert til ufullkommenhet i gjenkjenningsalgoritmer.
Det er ingen slike feil i PDF-filene til avhandlinger og sammendrag som vi leverer.
A.A.Konoplev, G.G.Aleksanyan, B.L.Rytov, acad. Al. Al. Berlin, Institutt for kjemisk fysikk. acad. N.N. Semenov fra det russiske vitenskapsakademiet, Moskva
En ny effektiv metode for å intensivere konvektiv varmeoverføring i rørformede varmevekslere, kalt dypprofileringsmetoden, er utviklet, teoretisk og eksperimentelt studert. Tester av en eksperimentell laboratorievarmeveksler ble utført, hvis data ble sammenlignet med de for TTAI. Alle oppnådde resultater publiseres i vitenskapelige tidsskrifter. Mulighetene for å bruke metoden for å lage effektive og kompakte rørformede varmevekslere er vist.
Problemet med å lage moderne svært effektivt og kompakt varmevekslingsutstyr er veldig relevant i dag, det er av stor vitenskapelig og praktisk betydning. Dette problemet er nært knyttet til problemet med varmeoverføringsintensivering, for løsningen som flere forskjellige metoder har blitt foreslått og, i en eller annen grad, studert for (se for eksempel ). Av disse var kanskje den mest vellykkede, samt relativt enkle og teknologisk avanserte, profileringen av varmevekslerrør med ringformede fremspring rullet over overflaten. Metodene er forskjellige, som for eksempel virvling av strømninger i kanaler, spiral- eller langsgående ribber og innsatser, ru overflater og påføring av svingninger på varmevekslingsstrømmer, etc. var ikke like effektive. Også bruken av varmevekslerrør med liten diameter bidrar til mer intensiv varmeoverføring. Skall-og-rør varmevekslere av TTAI-merket produsert av Teploobmen LLC med tettpakkede bunter av glatte eller riflede tynnveggede stål- eller titanrør (omtrent 8 mm i diameter og 0,2-0,3 mm tykke vegger) som fremstod relativt sett. nylig på markedet av varmevekslerutstyr er plassert i det ringformede rommet uten bafler, overgår betydelig alle andre rørformede, og ikke bare, varmevekslere når det gjelder termiske og vekt- og størrelsesparametere. Ulempene som oppstår under driften er knyttet til de tynne veggene i rørene og deres lille diameter. Dette er for eksempel nedbøyning og vibrasjoner av rørbunten, vanskeligheter med mekanisk rengjøring mv.
Intensifisering av varmeoverføringen til rørkanalen ved profilering ved rifling oppnås på grunn av ytterligere turbulens i væskens nærvegglag, noe som fører til en økning i varmeoverføringskoeffisienten til veggen. Som funnet av forfatterne av knurlingen og en rekke av dens forskere, er den optimale verdien omtrentlig d/D»0,92-0,94. En større innsnevring av strømningsdelen av rørkanalen, selv om den fører til en større økning i varmeoverføringskoeffisienten til veggen, er ledsaget av en merkbart økende diffusjon av turbulens inn i det indre volumet av kanalen, betydelige energitap for pumping av kjølevæsken, og i henhold til den nå etablerte oppfatningen, er det ikke nødvendig, fordi kjernen av kjølevæskestrømmen i turbulent modus og så er ganske turbulent.
Ikke desto mindre, basert på erfaringen med å studere varme- og masseoverføring under kjemiske reaksjoner i turbulente strømmer (se for eksempel ), ble det antatt ved Institute of Chemical Physics ved det russiske vitenskapsakademiet at turbulens i hele strømmen, inkludert dens kjerne, kan også brukes til å intensivere varmeoverføring. Denne ekstra turbulensen kan oppnås ved å endre størrelsen på strømningsarealet mer enn det som anses som akseptabelt for rifling. Den foreslåtte metoden ble kalt dypprofileringsmetoden.
Dens essens ligger i det faktum at med intensiv turbulens av hele strømmen som helhet nær veggen, i tillegg til en økning i overføringskoeffisienten, er det en økning i temperaturgradienten (dvs. temperaturforskjellen, som bestemmer langs med koeffisienten, størrelsen på diffusjonsvarmefluksen til veggen) på grunn av "utflatingen" av dens radielle profil. Studier utført ved ICP RAS har vist at til tross for en betydelig økning i energitap for pumping av kjølevæsken, kan slike verdier for design og forbruksparametere finnes, tatt i betraktning at D P~v 2 og Nu~ v m, hvor m<1, которые обеспечат приемлемые значения характеристик процесса теплообмена.
Resultatene av våre studier er publisert, se f.eks. Generelt indikerer de anvendeligheten av dypprofileringsmetoden for praktisk bruk, og derfor vil vi gjerne gjøre den interesserte leseren kjent med i det minste hovedresultatene deres. Dessuten er det etter vår mening denne metoden som ser ut til å være den mest effektive og lovende blant de som er kjent i dag.
Det er klart at det riktige valget av en eller annen metode for intensivering av varmeoverføring for å løse visse teknologiske problemer bare kan gjøres på grunnlag av en riktig vurdering av deres egenskaper og parametere. Denne vurderingen, ofte forstått som effektiviteten av intensivering, bør bygge på sammenhengen mellom effekten av intensivering og kostnadene ved implementeringen og være av komparativ karakter. Det kan oppnås ved å sammenligne dataene for den evaluerte varmeveksleren (eller dens kanal) med allerede kjente data, som oftest og mest hensiktsmessig brukes til glattrørsvarmevekslere (kanaler).
Imidlertid må det erkjennes at det i dag ikke bare er en generelt anerkjent metode for å vurdere effektiviteten av varmeoverføringsintensivering, det er ikke engang en generelt anerkjent definisjon av den. Dette problemet blir ofte ikke lagt merke til i det hele tatt, og begrenser vurderingen av intensiveringen bare ved å bringe avhengighetene til skjemaet:
, (1c)
Utvilsomt inneholder avhengigheter (1) all informasjon som er nødvendig for å estimere en eller annen metode for intensivering, men for estimater som er tilstrekkelig forståelige og viktige fra et praktisk synspunkt, er det sannsynligvis ikke nok disse avhengighetene.
I noen arbeider foreslår forfatterne å evaluere effektiviteten av intensivering ved å bruke Kirpichev-energikriteriet E=Q/N, eller en modifikasjon E¢ = E/D t, forutsatt at når man sammenligner to varmevekslere, bør den der varmevekslingen intensiveres på en mer effektiv måte ha en høyere verdi av det tilsvarende kriteriet. I dette tilfellet bør selve sammenligningen utføres med samme Re-nummer og antall rør i varmevekslerne, samt deres lengder. L og diametre D. Det vil si at det er nødvendig å sammenligne strukturelt identiske varmevekslere under de samme forholdene, som bare er forskjellige i forsterkere i rørkanalene. De globale parametrene til varmevekslere, for eksempel varmeveksleroverflaten F, Termisk kraft Q, kraften brukt på å pumpe kjølevæsken, N må innhentes under prosjektering og evalueres i etterkant.
Dette spørsmålet vurderes mer detaljert, og det konkluderes også med at koeffisienten E¢ bør ikke "...klassifiseres som et enkelt og fysisk klart, grunnleggende kriterium for å evaluere effektiviteten av intensivering." Når man sammenligner varmevekslere er det lite informativt, og derfor til liten nytte, etter vår mening.
Kriterier for å evaluere effektiviteten av varmeoverføringsintensivering er også utledet, for sammenligning F og F ch-kriteriet har formen:
, (2a)
En unøyaktighet bør imidlertid bemerkes her, som er at hvis F, Nu/Nu ch, z/z ch er definert i (2a) ved Re-nummeret til den intensiverte kanalen, deretter F ch, må bestemmes ved Reynolds-nummeret til glattrørskanalen Re ch, som ved Nu/Nu ch< z/z гл, не совпадает с Re и явным образом из (2а) не следует. Поэтому, использование для оценок выражения (2а) без учета зависимости
er ikke riktig og kan føre til feil, og jo større Re ch, samt forskjellen mellom Nu/Nu ch og z/z ch. Få samme avhengighet (2b) eller avhengighet
, (2c)
er bare mulig som et resultat av å løse det tilsvarende likningssystemet.
Ved generelt å dele tilnærmingen til å vurdere effektiviteten av varmeoverføringsintensivering som en sammenligning av hovedparametrene til varmevekslere, vil vi gjerne introdusere noen avklaringer og tillegg til den. Faktisk, siden målet med varmeoverføringsintensivering er å øke den, noe som til slutt fører til en reduksjon i varmevekslingsoverflaten, er det nødvendig å evaluere den nøyaktig ved denne effekten, dvs. ved å redusere varmeoverføringsoverflaten. Men siden motstandskoeffisientene som regel øker med intensiveringen av varmeoverføringen, må vurderingen av effektiviteten av intensiveringen utføres med pumpekostnadene lik hverandre, eller i et annet, men ganske bestemt forhold. Og til slutt, for å få estimater av effektiviteten av varmeoverføringsintensivering, er det ikke nødvendig å sammenligne noen av parametrene til hypotetiske varmevekslere, som krever likheten til alle de andre. For disse formålene er det ganske tilstrekkelig å sammenligne de spesifikke egenskapene, det vil si relatert til enhetsmassen til kjølevæsken.
Med andre ord, sammenligning av spesifikke varmeoverføringsflater til like spesifikke kostnader for pumping av varmebærere, totalt, for samme varmeoverføringsproblem, som betyr lik innløps- og utløpstemperatur for de samme varmebærerne, hvor kostnadene også er i det samme forholdet , gjør det mulig å sammenligne varmevekslere av til og med forskjellige typer (for eksempel skall-og-rør- og platevarmevekslere), inkludert evaluering av metoden for varmeoverføringsintensivering.
Vi utviklet også en ny teknikk, se for eksempel for behandling av eksperimentelle data, som så ble brukt i alle våre arbeider. Dens essens ligger i det faktum at når to av de fire uavhengige varmeoverføringsvariablene er faste, f.eks. t tr,i og t mt,in og to andre variabler, for eksempel, G tre G mt, fra de eksperimentelle dataene er det mulig å finne de langsgående profilene til varmeoverføringskoeffisienten K, varmeoverføringskoeffisienter a tr og en mt, så vel som alle andre varmeoverføringsparametere, tilnærmet dem med en passende funksjon, for eksempel et polynom av andre grad. Gjennomsnittsverdiene i dette tilfellet kan oppnås ved å beregne gjennomsnittet av de samme profilene. Praksisen med å bruke denne teknikken har vist at verdiene oppnådd på denne måten er mer nøyaktige enn de som er oppnådd direkte fra relasjonene til kriteriemodellen.
VARMEVEKSLER FOR TESTING
Etter å ha foreslått en dyp profileringsmetode for å intensivere varmeoverføring i rørformede varmevekslere, bestemte vi oss for å demonstrere dens evner ved å bruke en laboratorievarmeveksler som et eksempel, og sammenligne resultatene oppnådd med data for en TTAI varmeveksler. Resultatene er beskrevet mer detaljert i ; her presenterer vi dem kort.
For tester ble det laget en varmeveksler med lengde L = 0,616 m, hvis indre diameter av foringsrøret D mt ble endret på grunn av spesielle innsatser og utgjorde 0,03, 0,032, 0,034 og 0,037 m. I forsøk med glatte rør, Det ble også brukt en varmeveksler med D mt = 0,04 m. Syv kobberrør ble festet i sekskantede rørplater, hvis stigning S var proporsjonal med Dmt, slik at S = Dmt /3, rørbunten var plassert i sentrum av det ringformede rommet, og dermed avstanden mellom hylsteret og det ytre røret til bunten for alle dets ytre rør var det samme. Under fremstillingen av profilerte rør fra glatte kobberrør med en ytre diameter D n = 0,01 m og en indre diameter D = 0,008 m, skjedde det noe deformasjon, som et resultat av at deres dimensjoner endret seg og ble lik D n = 0,0094 m og D = 0,0075 m.
Varmeveksleren TTAI-2-25/1450, produsert av produsenten Teploobmen LLC med serienummer 1970, ble vennlig levert for sammenlignende tester av generaldirektøren for NPO Termek Alexander Lavrentievich Naumov, som forfatterne er dypt takknemlige for.
I følge passdataene er den oppvarmede kanalen til varmeveksleren et rør, oppvarmet og oppvarmingsmedium - ferskvann med starttemperaturer på 5 ° C og 105 ° C, strømningshastigheter - henholdsvis 1,56 og 3,44 t / t, og utløpstemperaturen til det oppvarmede mediet er 60 ° C, oppvarming - 80 °C. Trykkfallet i rørrommet overstiger ikke 0,3, og i ringrommet er det 0,25 kgf/cm2. Rørbunten, plassert under foringsrøret Dmt = 0,0264, inneholder 6 rør med en lengde på den vaskede delen av dem 1,39 m, en diameter på 0,008 m og vegger 0,2 mm tykke, laget av Kh17N13M2T stål (beregnet verdi av varmeledningskoeffisienten l = 15 W/m K).
Strukturelt er varmeveksleren laget med to innganger til det ringformede rommet, adskilt i endene, og en utgang fra denne i midten, slik at bare halvparten av den totale strømmen strømmer gjennom hvert tverrsnitt av ringrommet. Et slikt strømningsskjema, på grunn av en 2-dobbelt økning i strømningshastigheten til varmebæreren til varmekanalen, tillater, samtidig som energikostnadene for pumping av varmebæreren opprettholdes, å øke temperaturforskjellen til varmevekslingen litt og dermed , den termiske kraften til apparatet sammenlignet med varianten med bare ett innløp.
Vi utførte flere eksperimenter med TTAI-varmeveksleren, der, forutsatt at hovedmålet er å evaluere varmeoverføringskoeffisientene, forlot vi bare en av inngangene til det ringformede rommet, og brukte den andre som en utgang fra den, mens vi stengte utgangen i midten. Dermed ble det oppnådd en ren motstrømsvarmeveksler med samme varmeoverføringskoeffisienter og energikostnader for pumping av varmebærere som for den originale varmeveksleren, nemlig: K = 8,08 kW/(m 2 K), Gmt = 0,5 × 3,44 t/t og DP mt = 0,5 kgf/cm2. Se detaljer i .
RESULTATER OG DISKUSJON
Eksperimenter med en laboratorievarmeveksler ble utført i varianten med en oppvarmet rørkanal, tilsvarende driftsforholdene til TTAI-varmeveksleren. Metodikken for å utføre eksperimenter og bearbeide de oppnådde resultatene er kort beskrevet ovenfor, for detaljer se . De oppnådde resultatene er vist i tabell 1, og i fig. en.
Tabell 1. Varmevekslere med HP-rør. en)
| nr. p / s | Alternativer | D mt = 0,03 | D mt = 0,032 | D mt = 0,034 | D mt = 0,037 | ||||
| Eksperimentdata | Omberegning for SR-forhold | Eksperimentdata | Omberegning for SR-forhold | Eksperimentdata | Omberegning for SR-forhold | Eksperimentdata | Omberegning for SR-forhold | ||
| 1 | G | ||||||||
| 2 | t i | ||||||||
| 3 | t ons | ||||||||
| 4 | t exit | ||||||||
| 5 | D t | 24.64 | 27.19 | 35.38 | 27.79 | 36.29 | 28.62 | 43.68 | 29.53 |
| 6 | K | 7.09 | 6.96 | 6.15 | 6.57 | 5.70 | 6.08 | 5.44 | 5.56 |
| 7 | en | ||||||||
| 8 | Jeg en | ||||||||
| 9 | v | ||||||||
| 10 | 10 -3 Re | ||||||||
Merknader:
1) - i telleren av dataene gitt i form av en brøkdel, er verdiene indikert for rørkanalen, i nevneren - for ringrommet;
Ris. Fig. 1. Avhengighet av varmeoverføringskoeffisienter på ekvivalent diameter: (a, b) – varmeoverføringskoeffisienter; (c) er varmeoverføringskoeffisienten; 1 - 7-rørs varmevekslere; 2 - 6-rørs varmeveksler; 3 - tilnærmet kurve; 4 - gjennomsnittsverdi.
La oss se nærmere på dem. Vanligvis utføres sammenligningen av forskjellige varmevekslere under de samme forholdene, som kan kalles "standardmodus" (SR) forhold. La oss ta følgende verdier for SR-modus i vårt tilfelle: innløpstemperaturene til varmebærerne er lik t tr, in = 15 ° С og t mt, i = 60 ° С, strømningshastigheten i røret kanal v tr = 1 m/s, og forholdet G mt / G tr, vil vi la den tilsvarende en-inngang TTAI (se ovenfor), dvs. G mt / G tr = 0,5´3,44/1,56. De oppnådde eksperimentelle dataene ble beregnet på nytt til standardbetingelser under antagelsen om at avhengigheten av de lokale varmeoverføringskoeffisientene ia = ia(L) kan neglisjeres, og i hvert enkelt tilfelle kan deres gjennomsnittsverdier ia brukes, som kan funnet ved å snitte de tilsvarende langsgående fordelingene (se for eksempel ).
På fig. Figur 1 viser dataene for ia tr (fig. 1a), ia mt (fig. 1b), og K (fig. 1c) avhengig av ekvivalent diameter de mt. Eksperimentelle data (fig. 1a-1c, kurver 1), for K (fig. 1c) er dette dataene som er oppnådd ved omberegning for SR-forhold, se tabell. 1 er tilnærmet ved polynomer av 2. grad f(x) = ax 2 + bx + c, (fig. 1a-1c, kurver 3), hvis koeffisienter er funnet fra de tilsvarende dataene. I dette tilfellet var de relative rot-middel-kvadrat-tilnærmingsfeilene for ia tr, ia mt og K henholdsvis 1,6 %, 1,8 % og 0,3 %.
For ia tr og ia mt vises også gjennomsnittsverdiene (fig. 1a-1b, kurve 4). De relative standardavvikene fra middelverdiene var henholdsvis 3,4 % og 21,2 %.
Av de gitte dataene følger det at gjennomsnittsverdien ia tr = 3,84 og den funnet avhengigheten ia mt = ia mt (de mt) på en akseptabel måte beskriver varmevekslingsparametrene til våre profilerte varmevekslere.
Eksperimenter ble også utført for å bestemme koeffisientene for hydrodynamisk motstand. Det totale trykkfallet i varmevekslerkanalen er vanligvis representert som summen av trykkfallet på grunn av friksjonsmotstand under flyten av arbeidsmedier i kanalen og fallet på grunn av innløps-/utløpsmotstanden til kanalen. For å finne trykkfallet over innløps-/utløpsmotstandene og herfra bestemme de lokale motstandskoeffisientene z tr,loc og z mt,loc, ble det utført forsøk for å bestemme trykktapet i varmevekslere med glatte rør med D h = 0,01 m og D = 0,008 m. Men i dette tilfellet ble varmeveksleren med Dmt = 0,03 m av åpenbare grunner erstattet med en varmeveksler med Dmt = 0,04 m.
En serie eksperimenter utført ved forskjellige strømningshastigheter (hastigheter) av arbeidsmediene gjorde det mulig å fastslå at for våre varmevekslere kan koeffisienten for lokal innløps-/utløpsmotstand for rørkanalen bestemmes som z tr,loc = 131Re – 0,25, og for annuluskanalen - z mt, loc = z mt,loc (de mt)Re –0,25 . Verdiene av z mt, lok (de mt) for fire eksperimentelle varmevekslere, vist i fig. 2a, kurve 1, er også tilnærmet med et polynom av 2. grad (fig. 2a, kurve 3). I dette tilfellet var den relative rms-tilnærmingsfeilen 2,2 %.
Ris. Fig. 2. De hydrodynamiske motstandskoeffisientenes avhengighet av ekvivalent diameter: (a) varmevekslere med glatte rør; (b) - varmevekslere med profilerte rør; 1 - 7-rørs varmevekslere; 2 - 6-rørs varmeveksler; 3 – tilnærmet kurve.
Forutsatt like lokale innløps-/utløpsmotstandskoeffisienter for varmevekslere med glatte og profilerte rør, kan i profilerte kanaler, definert som ) mt × z ch,mt, finnes fra resultatene av lignende eksperimenter for varmevekslere med formet rør. Dermed ble (z/z ch) mt = 14,9 og den eksperimentelle avhengigheten for (z/z ch) mt = (z/z ch) mt (de mt), vist i fig. 3, funnet. 2b, kurve 1. En tilnærming av sistnevnte er også vist i fig. 2b, kurve 3, var den relative rms-tilnærmingsfeilen i dette tilfellet 0,5%.
I tillegg til forsøkene beskrevet ovenfor med 7-rørs varmevekslere, ble det også utført forsøk med en 6-rørs varmeveksler oppnådd ved å fjerne sentralrøret fra en 7-rørs varmeveksler med Dmt = 0,032 m, og dermed konfigurasjonen av rørbunten til varmeveksleren vår var lik konfigurasjonen til rørbunten til TTAI varmeveksleren.
Resultatene av forsøk utført med denne varmeveksleren er vist i fig. 1-2, kurver 2, i form av eksperimentelle punkter plottet på dem. Merk at det er ganske god overensstemmelse mellom resultatene både når det gjelder varmeoverføringskoeffisienter og når det gjelder motstandskoeffisienter, se fig. 1-2. Dermed er relative avvik i absolutt verdi 0,3 % for ia tr (avvik fra middelverdien, fig. 1a, kurve 4), 5,2 % for ia mt (avvik fra den tilnærmede kurven, fig. 1b, kurve 3), 4,6 %. for K (fig. 1c, kurve 3), 0,5 % for z mt,lok (fig. 2a, kurve 3), og 5,1 % for (z/z ch)tr (fig. 2b, kurve 3).
Ved hjelp av dataene som er funnet i forsøket er det altså mulig å konstruere en bestemt metode for å beregne varmevekslere med en tettpakket bunt med HP-rør (minst 6 og 7 rør) og sammenligne dem med en TTAI-varmeveksler. I disse beregningene tilsvarte innløpstemperaturene til varmebærerne og forholdet mellom deres strømningshastigheter passdataene for TTAI, og de oppnådde resultatene ble sammenlignet med resultatene av beregninger av TTAI-varmeveksleren for sin enkeltinngangsversjon.
I tabellen. Figur 2 viser resultatene av beregninger oppnådd for HP-rør som ligner på TTAI-rør (materiale, diameter, vegg). I alternativ 1 (tabell 2) fører utskifting av TTAI-rør med HP-rør til en økning i det spesifikke energiforbruket for pumping av varmebærere m/v TTAI = 1,51 og en økning i virkningsgradskoeffisienten k/k TTAI = 1,34. (i betydningen , i dette tilfellet k/k TTAI = K/K TTAI). I alternativ 2 vil reduksjon av strømningshastigheten til G/G TTAI = 0,812 jevne ut de spesifikke pumpekostnadene, samtidig som effektivitetsfaktoren k/k TTAI = 1,16 fortsatt er relativt høy.
Tabell 2. Sammenligning av TTAI og HP rørvarmevekslere.
| nr. p / s | Alternativer | TTAI 1) | Varmevekslere med HP-rør | |||
| Alternativ 1 2) | Alternativ 2 3) | Alternativ 3 | Alternativ 4 | |||
| 1 | n | 6 | 6 | 6 | 6 | 7 |
| 2 | 10 3 D mt | 26.4 | 26.4 | 26.4 | 25.4 | 27.2 |
| 3 | G 4) | |||||
| 4 | G tr / G tr,ttai | 1 | 1 | 0.812 | 0.788 | 0.911 |
| 5 | w/w TTAI | 1 | 1.51 | 1 | 1 | 1 |
| 6 | L 5) | |||||
| 7 | L/D | 183 | 136 | 128 | 123 | 121 |
| 8 | F 5) | |||||
| 9 | F/V 5) | |||||
| 10 | F/G tr 5) | |||||
| 11 | K 5) | |||||
| 12 | iK | 1.51 | 1.61 | 1.63 | 1.52 | 1.52 |
| 13 | Q/F | 429 | 577 | 497 | 502 | 506 |
| 14 | v 4) | |||||
| 15 | 10 -3 Re 4) | |||||
| 16 | a4) | |||||
| 17 | Jeg a4) | |||||
| 18 | k/k TTAI | 1 | 1.34 | 1.16 | 1.17 | 1.18 |
Merknader:
1) - vurdering i henhold til kriteriemodellen med korreksjon;
2) - erstatning av TTAI-rør med GP-rør;
3) - det samme for likhet mellom enhetskostnader for pumping av kjølevæsker og kostnader for TTAI;
4) - i telleren av brøkdelen er verdien for rørkanalen indikert, i nevneren - for ringrommet;
5) - i telleren av brøken er verdien av mengden angitt, i nevneren - dens forhold til verdien for TTAI.
I alternativ 3 (Tabell 2) er det vist at Dmt = 0,0254 m til og med kan reduseres litt, og i alternativ 4 - at en 7-rørsbunt også kan brukes, mens k/k TTAI = 1,17-1,18 til og med øker litt. Varmevekslerflaten per volumenhet (F/V)/(F/V) TTAI = 1,08-1,10 øker litt og den spesifikke overflaten avtar (F/G)/(F/G) TTAI = 0,854-0,847. Samtidig, i alle betraktede varianter, overstiger ikke lengden på varmeveksleren L/L TTAI = 0,75 (se tabell 2).
Tilsvarende vil vi også gjennomføre beregninger for varmevekslere med en 7-rørs bunt av tettpakkede HP-rør med dimensjonene 10/0,8, 12/1 og 16/1 laget av kobber, messing og stål. Forholdene nevnt ovenfor for innløpstemperaturer til kjølevæsker og forholdet mellom kostnader Gtr /Gmt = (Gtr /Gmt) TTAI, vil vi supplere kravet om likestilling av spesifikke energikostnader for pumping av kjølevæsker m/w TTAI = 1.
Parametrene til varmevekslerne funnet under disse forholdene er optimale for hvert av de betraktede rørene, beregningsresultatene er presentert i tabell. 3.
Tabell 3. Parametre for varmevekslere med HP-rør. en)
| nr. p / s | Rør 10/0,8 | Tube 12/1 | Tube 16/1 | |||||||
| 1 | Veggmateriale 2) | kobber | messing | stål | kobber | messing | stål | kobber | messing | Stål |
| 2 | 10 3 D mt | 32.8 | 33 | 39 | 39.4 | 51.5 | 52.2 | |||
| 3 | G 3) | |||||||||
| 4 | G tr / G tr,ttai | 1.20 | 1.17 | 1.03 | 1.64 | 1.60 | 1.38 | 2.71 | 2.66 | 2.36 |
| 5 | L 4) | |||||||||
| 6 | L/D | 104 | 109 | 152 | 98.4 | 105 | 157 | 88.5 | 94.3 | 142 |
| 7 | F 4) | |||||||||
| 8 | F/V 4) | |||||||||
| 9 | F/G tr 4) | |||||||||
| 10 | K 4) | |||||||||
| 11 | iK | 1.65 | 1.60 | 1.37 | 1.82 | 1.73 | 1.40 | 2.17 | 2.01 | 1.51 |
| 12 | Q/F | 577 | 537 | 337 | 582 | 532 | 308 | 574 | 527 | 310 |
| 13 | v 3) | |||||||||
| 14 | 10 -3 Re 3) | |||||||||
| 15 | a 3) | |||||||||
| 16 | Jeg a 3) | |||||||||
| 17 | k/k TTAI | 1.31 | 1.22 | 0.77 | 1.32 | 1.21 | 0.70 | 1.31 | 1.20 | 0.71 |
Merknader:
1) - akseptert her G mt / G tr = ( G mt / G tr) TTAI, w = w TTAI;
2) - verdiene av l for kobber, messing og stål er tatt lik henholdsvis 390, 110 og 15;
3) - i telleren av brøken er verdien for rørkanalen indikert, i nevneren - for ringrommet;
4) - i telleren av brøken er verdien av mengden angitt, i nevneren - dens forhold til verdien for TTAI.
For alle beregnede størrelser av messing- og kobberrør er varmeoverføringseffektiviteten høyere enn for en TTAI varmeveksler - k/k TTAI = K/K TTAI = 1,2-1,3, og forblir omtrent den samme, på grunn av en økning i varme overføre i det ringformede rommet en mt, primært på grunn av med en økning i dets intensivering ia mt (tabell 3). Som et resultat avtar den spesifikke varmeveksleroverflaten F/G tr og den dimensjonsløse lengden til varmevekslerne L/D, men på grunn av de store diametrene til rørene reduseres overflatearealet F/V (tabell 3). Det kan også bemerkes at fra de som er gitt i tabell. Det følger av tabell 3 at når rørdiameteren øker, øker forholdet mellom varmeoverføringskoeffisientene a mt/a tr, og nærmer seg enhet.
KONKLUSJON
Det følger således av de eksperimentelle og beregnede dataene som presenteres i dette arbeidet at bruk av dypt profilerte rør i en tettpakket bunt uten ledeplater i det ringformede rommet kan føre til dannelsen av svært effektive varmevekslere. Dessuten har diameteren til varmevekslerrøret liten effekt på de termiske parameterne, dens økning reduserer bare innholdet av varmeveksleroverflaten per volumenhet av varmeveksleren.
Jakten på optimale parametere for dypprofilering av varmevekslerrør til rørformede varmevekslere er etter vår mening en viktig oppgave, og den bør også videreføres.
NOTASJON
D- indre diameter, karakteristisk størrelse, m;
de- ekvivalent diameter, m;
F- varmevekslingsoverflate, m 2 ;
G- kjølevæskestrømningshastighet, kg/s;
Jeg en- Jeg a = a/a ch = Nu/Nu ch, parameter for forbedring av varmeoverføring;
Til- varmeoverføringskoeffisient, kW / (m 2 K);
k– effektivitetskoeffisient;
L- varmevekslingslengde, m;
N- effekttap for kjølevæskepumping, W;
Q- varmestrøm, W;
S- avstand mellom aksene til rørene, m;
s- strømningsareal, m 2;
t- temperatur, °C;
t d- profileringstrinn, m;
V- volumet til varmeveksleren, m 3;
v- hastighet, m/s;
w - w = (N tr + N mt)/ G tr, totale spesifikke pumpekostnader, J/kg;
a er varmeoverføringskoeffisienten, kW / (m 2 K);
D s– trykkfall, Pa;
r - tetthet, kg / m 3;
l er koeffisienten for varmeledningsevne, W/(m K);
z er koeffisienten for hydrodynamisk motstand;
Nu - Nusselt kriterium;
Re - Reynolds kriterium.
inn – ved inngangen til kanalen;
ut - ved utgangen fra kanalen;
km – kriteriemodell;
loc - lokal verdi;
mt - interpipe kanal;
n - ytre (diameter);
cp - gjennomsnittsverdi;
tr - rørkanal;
Litteratur
1. Dzyubenko B.V., Kuzma-Kichta Yu.A., Leontiev A.I. Intensifisering av varme- og masseoverføring på makro-, mikro- og nanoskala. M.: FSUE "TsNIATOMINFORM", 2008.
2 Kalinin E.K., Dreitser G.A., Kopp I.Z., Myakochin A.S. Effektive varmevekslerflater. Moskva: Energoatomizdat, 1998.
3. Berlin Al.Al., Minsker K.S., Dyumaev K.M. Ny enhetlig energi- og ressursbesparende høyytelsesteknologi med økt miljørenslighet basert på rørformede turbulente reaktorer. Moskva: OAO NIITEKHIM, 1996.
4. Konoplev A.A., Aleksanyan G.G., Rytov B.L., Berlin Al.Al. Effektiv metode for intensivering av konvektiv varmeoverføring. // Teoretikk. grunnleggende om kjemi. teknologi. 2004. V. 38. Nr. 6. S. 634.
5. A. A. Konoplev, G. G. Aleksanyan, B. L. Rytov, Al. Al. Berlin Konvektiv varmeoverføring i dypt profilerte kanaler. // Teoretikk. grunnleggende om kjemi. teknologi. 2007. V. 41. Nr. 5. S. 549.
6. A. A. Konoplev, G. G. Aleksanyan, B. L. Rytov, Al. Al. Berlin. Beregning av lokale parametere for intensivert varmeoverføring. // Teoretikk. grunnleggende om kjemi. teknologi. 2007. V. 41. Nr. 6. S. 692.
7. A. A. Konoplev, G. G. Aleksanyan, B. L. Rytov, Al. Al. Berlin. Om effektiviteten av varmeoverføringsintensivering ved dyp profilering. // Teoretikk. grunnleggende om kjemi. teknologi. 2012. V. 46. Nr. 1. S. 24.
8. Konoplev A.A., Aleksanyan G.G., Rytov B.L., Berlin Al.Al. Om kompaktheten til rørformede varmevekslere. // Teoretikk. grunnleggende om kjemi. teknologi. 2012. V. 46. Nr. 6. S. 639.
9. A. A. Konoplev, G. G. Aleksanyan, B. L. Rytov, Al. Al. Berlin. Om effektive rørformede varmevekslere. // Teoretikk. grunnleggende om kjemi. teknologi. 2015. V. 49. Nr. 1. S. 65.
Side 1
Intensiveringen av konvektiv varmeoverføring ved å øke strømningshastigheten til kjølevæsken er assosiert med energiforbruk og overvinnelse av motstand når den beveger seg langs overflaten av den strømlinjeformede kroppen. Å kjenne denne motstanden gjør det mulig å velge en økonomisk fordelaktig varmebærerhastighet, hvor effektiviteten av varmevekslingen og energiforbruket for å overvinne motstanden skaper de mest økonomisk gunstige driftsforholdene for varmeveksleren.
Intensiveringen av konvektiv varmeoverføring under forhold med interne (langsgående strømning) og eksterne (tverrgående strømning) oppgaver er hovedretningen for å forbedre de generelle masseegenskapene til rekuperative varmevekslere. Til dags dato har ulike metoder for å intensivere varmeoverføring blitt foreslått og utviklet, og studier er utført på en rekke konstruktive typer og former av konvektive overflater som implementerer en eller annen metode for intensivering i strømmen av gasser og væsker.
For å intensivere konvektiv varmeoverføring er det ønskelig at det termiske grensesjiktet er så tynt som mulig. Med utvikling av strømningsturbulens blir grensesjiktet så tynt at konveksjon begynner å ha en dominerende effekt på varmeoverføringen.
For å intensivere konvektiv varmeoverføring er det ønskelig at det termiske grensesjiktet er så tynt som mulig. Med utvikling av strømningsturbulens blir grenselandet så tynt at konveksjon begynner å ha en dominerende effekt på varmeoverføringen.
For å intensivere konvektiv varmeoverføring er det ønskelig at det termiske grensesjiktet er så tynt som mulig. Med utvikling av strømningsturbulens blir grensesjiktet så tynt at varmeoverføringen utelukkende utføres ved konveksjon.
For å intensivere konvektiv varmeoverføring er det ønskelig at det termiske grensesjiktet er så tynt som mulig. Med utvikling av strømningsturbulens blir grensesjiktet så tynt at konveksjon begynner å ha en dominerende effekt på varmeoverføringen.
En lignende mekanisme for intensivering av konvektiv varmeoverføring, som vist ved eksperimenter som bruker den optiske inhomogeniteten til mediet, finner også sted med fri konveksjon. På grove rør er separasjonsvinkelen f av virvlene fra den øvre delen av røret større, vinkelen P som de stiger oppover i er bredere, og tykkelsen b av søylen med oppvarmet luft over røret er større. For vann (tfK i & 20 C) skjer også den maksimale varmeoverføringsforsterkningen ved ruhet og skjer ved (Gr-Pr) md s 5 10e, som tilsvarer en diameter på 10 mm.
For å intensivere konvektiv varmeoverføring er høye gassstrømningshastigheter1 ønskelig. Imidlertid er en økning i hastighet ledsaget av en økning i gassmotstand og en økning i energiforbruk for å overvinne det.
For tiden regnes intensiveringen av konvektiv varmeoverføring som det mest lovende og komplekse problemet i overføringsteorien. Det er også tradisjonelt antatt at dette problemet er mest relevant for kjølevæsker, som er preget av høye verdier av Reynolds-tall.
Som kjent utføres intensiveringen av konvektiv varmeoverføring i retningene for å oppnå minimum tykkelse og maksimal grad av turbulens i grenselaget. Til dette formål brukes intermitterende eller perforerte ribber, profilribber, ribber med turbulatorer. Med relativt små verdier av parameteren h / 2 / ol, må disse tiltakene utføres langs hele høyden av ribben. Tilsynelatende er det en viss fordel ved varmefjerning med like hydrauliske tap.
I dette feltet for intensivering av konvektiv varmeoverføring, er verkene til fremtredende vitenskapsmenn G.A. Dreitser, E.K. Kalinin, V.K. Blinker, hvis materialer er brukt i dette avsnittet.
Det endelige målet med å anvende metoden for å intensivere konvektiv varmeoverføring er å bygge et apparat med den minste varmeoverføringsoverflaten eller med en minimumstemperaturforskjell ved det laveste strømforbruket for pumping av væske. Siden bruken av en hvilken som helst av de kjente metodene for intensivering av varmeoverføring er ledsaget, i tillegg til en økning i varmeoverføring, av en økning i hydraulisk motstand, som øker strømforbruket for pumping av væske, er en av hovedindikatorene for apparatet effektiviteten til dens konvektive overflater.
I noen tilfeller brukes metoder for å intensivere konvektiv varmeoverføring under koking på en roterende varmeoverflate.
En konsekvens av intensiveringen av varmeoverføringsprosesser er en økning i varmeoverføringskoeffisienten, som med rene varmevekslerflater bestemmes av varmeoverføringskoeffisienten fra siden av varme- og oppvarmede kjølevæsker. I mange tilfeller er de fysisk-kjemiske egenskapene til varmebærerne som brukes betydelig forskjellige, deres trykk og temperatur og varmeoverføringskoeffisienter er ikke de samme. Så verdien av varmeoverføringskoeffisienten fra siden av vann α = 2000 ... 7000 W / (m 2 K), fra siden av gasskjølevæsken α ≤ 200 W / (m 2 K), for viskøse væsker α = 100 ... 600 W / (m 2 K). Det er åpenbart at varmeoverføringsintensiveringen bør utføres fra siden av kjølevæsken, som har en liten verdi av varmeoverføringskoeffisienten. Med samme rekkefølge av verdier for varmeoverføringskoeffisientene til varmebærere, kan varmeoverføringsintensivering utføres på begge sider av varmeoverføringen, men under hensyntagen til operasjonelle og tekniske evner.
Vanligvis er intensiveringen av varmeoverføring forbundet med en økning i energikostnader for å overvinne økende hydraulisk motstand. Derfor er en av hovedindikatorene som karakteriserer hensiktsmessigheten av varmeoverføringsintensivering i varmevekslere dens energieffektivitet. Økningen i intensiteten av varmeoverføring bør stå i forhold til økningen i hydraulisk motstand.
Følgende hovedmetoder for intensivering av varmeoverføring brukes:
designe grove overflater og overflater med kompleks form, noe som bidrar til turbulensen i strømmen i nærvegglaget;
bruk av turbulente innsatser i kanalene;
økning i varmevekslingsoverflate ved hjelp av finner;
innvirkning på kjølevæskestrømmen av elektriske, magnetiske og ultralydfelt;
turbulens i nærvegglaget ved å organisere svingninger i hastigheten til den motgående strømmen og dens virvling;
mekanisk påvirkning på varmevekslingsoverflaten ved rotasjon og vibrasjon;
bruken av en granulær dyse både i en stasjonær og i en pseudo-bevegelig tilstand;
tilsetning av faste partikler eller gassbobler til kjølevæsken.
Muligheten og hensiktsmessigheten av å bruke en eller annen metode for intensivering for spesifikke forhold bestemmes av de tekniske egenskapene og effektiviteten til denne metoden.
En av de mest brukte metodene for å intensivere varmeoverføringen (øke varmestrømmen) er finningen av den ytre overflaten av rørene, forutsatt at et kjølemiddel med en lav verdi av varmeoverføringskoeffisienten ledes inn i det ringformede rommet.
Skjemaer for noen enheter som brukes til å intensivere varmeoverføring i rør er gitt i tabell. 7.1.
7.1. Ordninger av enheter som brukes til intensivering
varmeoverføring
|
ribbing |
ribbing | ||
|
vridd |
Rør med spiralformede jevnt definerte fremspring |
|
|
|
Kontinuerlig skrueagitator |
Snoet rør | ||
|
Ringformet kanaltype diffuser-forvirrer |
Vekslende jevnt definerte ringformede fremspring på den indre overflaten av et glatt rør |
Det brukes vingevirvler, intermitterende skruevirvler med en annen form på sentrallegemet etc. Det skal bemerkes at samtidig med en økning i varmeoverføringskoeffisienten med 30 ... 40 %, er det en økning i hydraulisk motstand med 1,5-2,5 ganger. Dette forklares av det faktum at spredningen av energi under desintegreringen av storskala virvelstrukturer (de oppstår når strømmen virvler) overstiger generasjonen av turbulens betydelig - for å mate svekkelsesvirvlene, er en kontinuerlig tilførsel av energi fra utsiden. behov for.
Det er fastslått at under turbulente og overgangsstrømningsregimer er det tilrådelig å intensivere turbulente pulsasjoner ikke i strømningskjernen, men i nærvegglaget, hvor den turbulente termiske ledningsevnen er lav og varmefluksdensiteten er maksimal, fordi dette laget står for 60 ... 70 % av tilgjengelig temperaturforskjell "vegg-væske". Jo høyere R-nummer r, jo tynnere lag er det hensiktsmessig å påvirke.
Anbefalingene ovenfor kan implementeres ved å lage på en eller annen måte, for eksempel ved rifling, vekslende jevnt definerte ringformede fremspring på den indre overflaten av et glatt rør. For å slippe væsker med P r= 2 ... 80 de beste resultatene ble oppnådd ved t sun /d int = 0,25 ... 0,5 og d sun / d int = 0,94 ... 0,98. Så, ved R e = 10 5, øker varmeoverføringen med 2,0-2,6 ganger med en økning i hydraulisk motstand med 2,7-5,0 ganger sammenlignet med varmeoverføringen til et glatt rør. For luft ble det oppnådd gode resultater ved t sol /d in = 0,5 ... 1,0 og d sol / d in = 0,9 ... 0,92: i overgangsområdet til strømmen (R e = 2000 ... 5000) an økning i varmeoverføring 2,8 ... 3,5 ganger med en økning i motstand med 2,8-4,5 ganger (sammenlignet med et glatt rør).
Metoder for mekanisk påvirkning på varmevekslingsoverflaten og påvirkning på strømmen av elektriske, ultralyd- og magnetiske felt er ennå ikke studert nok.
Copyright JSC "Central Design Bureau "BIBCOM" & LLC "Agency Book-Service" Moscow State Technical University oppkalt etter N.E. Bauman V.N. Afanasiev, V.L. Trifonov VARMEOVERFØRINGSINTENSIFIKASJON UNDER FORSERT KONVEKSJON Retningslinjer for kursets forskningsarbeid på kurset "Methods of heat transfer intensification" Moscow Publishing house of MSTU im. N.E. Bauman 2007 Copyright OJSC Central Design Bureau BIBCOM & LLC Agency Book-Service UDC 536.24(076) LBC 31.31 A94 Reviewer N.L. Schegolev A94 Afanasiev V.N., Trifonov V.L. Intensifisering av varmeoverføring under tvungen konveksjon: Metode. instruksjoner for kursforskningsarbeid på kurset "Metoder for varmeoverføringsintensivering". - M .: Forlag av MSTU im. N.E. Bauman, 2007. - 68 s.: ill. Hovedbestemmelsene i teorien om konvektiv varmeoverføring og metoder for å intensivere varmeoverføring er beskrevet. Kravene til gjennomføring av eksperimentell forskning og utforming av en kursforskningsoppgave formuleres. For studenter ved MSTU oppkalt etter N.E. Bauman, studerer i spesialiteten "Termofysikk". Il. 14. Litteraturliste. 24 titler UDC 536.24(076) BBK 31.31 Metodisk utgave Valery Nikanorovich Afanasyev Valery Lvovich Trifonov VARMEOVERFØRING INTENSIFIKASJON UNDER TVUNGEN KONVEKTION Redaktør A.V. Sakharova Korrekturleser R.V. Tsareva Datamaskinlayout A.Yu. Uralova Signert for publisering 10.05.2007. Format 60×84/16. Offset papir. Pech. l. 4,25. Konv. stekeovn l. 3,95. Uch.-ed. l. 3,45. Opplag 300 eksemplarer. Ed. nr. 168. Ordreforlag ved Moskva statlige tekniske universitet. N.E. Bauman. 105005, Moskva, 2. Baumanskaya st., 5. MSTU im. N.E. Bauman, 2007 Copyright OJSC "TsKB "BIBCOM" & LLC "Agency Kniga-Service" INNLEDNING moderne metoder for beregning av hydrodynamikk og varmeoverføring under bevegelse av ulike enheter i et viskøst ikke-isotermisk medium er umulig. Umuligheten av å bruke ligningene direkte for å få eksakte løsninger av transportprosesser i grenselaget har ført til opprettelsen av ulike metoder for deres eksperimentelle studie, inkludert statistiske metoder. Spørsmålene om å øke mengden varme som fjernes i forskjellige teknologiske prosesser, dvs. intensivering av varmeoverføringsprosesser, har vært og er fortsatt de vanskeligste. En betydelig økning i antall publikasjoner om dette emnet indikerer dets ekstreme relevans. Grunnlaget for dette kursforskningsarbeidet (KRW) er basert på resultatene av grunnleggende forskning på varme- og masseoverføringsprosesser utført ved Moskva statlige tekniske universitet. N.E. Bauman ved Institutt for termisk fysikk i flere tiår, samt materialer fra ledende forskningsinstitutter og de siste prestasjonene innen innenlandsk og utenlandsk vitenskap innen varme- og masseoverføring. De eksisterende og utviklede semi-empiriske metodene for å beregne grenselaget krever en dypere eksperimentell studie av strukturen. Det er to tilnærminger: klassisk (ved å bruke tradisjonelle metoder for å diagnostisere et grenselag etter gjennomsnittlige egenskaper) og statistisk (studere de fluktuerende egenskapene til et turbulent grenselag). CRW sørger for eksperimentelle og teoretiske studier av dynamiske og termiske grenselag ved tradisjonelle metoder (i henhold til gjennomsnittlige egenskaper). Arbeidet med studiet av grensesjiktet ved klassiske metoder er designet for sjetteårsstudenter som har mestret studiet av beregningsbasert varmeoverføring og hydrodynamikk, konvektiv varmeoverføring og teorien om grensesjiktet. Ved utførelse av arbeid skal studenten beherske moderne metoder for eksperimentell studie av hydrodynamikk og varmeoverføring i laminære og turbulente væskestrømningsregimer, samt metoder for å vurdere påliteligheten av de oppnådde resultatene. KRW er basert på den eksperimentelle studien av en spesifikk prosess - studiet av hydrodynamikk og varmeoverføring i en tvungen gradientløs strømning rundt en flat plate. Eksperimentell studie av mange komplekse prosesser, som inkluderer konvektiv varmeoverføring, avhengig av et stort antall individuelle faktorer, er ekstremt vanskelig. Et av virkemidlene for å løse slike problemer er anvendelsen av likhetsteorien, som gjør det mulig å bearbeide og generalisere resultatene av eksperimenter. Det endelige resultatet skal presenteres i en kriterieform, og for dette skal studenten beherske likhetsteorien godt. 4 Copyright OJSC "Central Design Bureau "BIBCOM" & LLC "Agency Kniga-Service" TEORETISK DEL 1. De viktigste metodene for varmeoverføring kropp og miljø. Derfor, for praktiske beregninger av en jevn (konstant i tid) varmefluks som tilføres (fjernes) til overflaten av et legeme som flys av en væske eller gass, brukes vanligvis Newton-Richmann-loven: Q = αΔTA, (1) hvor Q er varmefluksen som kroppen utveksler med miljøet, W; A er varmevekslerflaten, m2; ΔT er temperaturforskjellen mellom kroppen og miljøet, deg; α er varmeoverføringskoeffisienten, W/(m2 grader), som indikerer intensiteten av varmeoverføringsprosessen mellom varmeveksleroverflaten og omgivelsene. Faktisk reflekterer ikke formel (1) den virkelige avhengigheten av varmemengden av temperatur, fysiske egenskaper og dimensjoner til legemer i termisk interaksjon. I hovedsak er bruken av denne formelen en formell teknikk som overfører alle vanskelighetene med å beregne varmeoverføring til å bestemme varmeoverføringskoeffisienten α, som vanligvis i mindre grad avhenger av størrelsen på varmevekslingsoverflaten og av temperaturforskjellen enn varmefluksen Q. Ved beregning av varmeoverføring fra ett flytende medium til et annet gjennom veggen som skiller dem, brukes i beregningspraksis et uttrykk tilsvarende formel (1): Q = kΔTA, (2) deg), som indikerer intensiteten av prosessen med varmeoverføring fra en væske til en annen gjennom veggen som skiller dem; ΔT er forskjellen mellom gjennomsnittstemperaturene til væsker, grader. Avhengighetene (1) og (2) viser at det i hvert enkelt tilfelle er nødvendig å ta hensyn til egenskapene som er karakteristiske for varmeoverføringsprosessen som vurderes. Fra det generelle forløpet til teorien om varme og masseoverføring er det kjent at det er tre hovedmetoder for varmeoverføring: termisk ledningsevne, konveksjon og stråling. Termisk ledningsevne er overføring av varme i et kontinuerlig materialmedium. Hovedloven for termisk ledningsevne er Biot-Fourier-loven, ifølge hvilken varmeflukstettheten er direkte proporsjonal med temperaturgradienten og er omvendt rettet til den: q = – λ(∂t/∂n), (3) hvor den termiske konduktivitetskoeffisienten er λ, W/(m deg) , er en termofysisk parameter som indikerer en kropps evne til å lede varme. Mengden varme per tidsenhet ved varmeledningsevne Q = q A. Ved utforming av maskiner og apparater blir det ofte nødvendig å forsterke eller svekke varmeoverføringen gjennom veggen. Redusering av varmeoverføringsintensiteten gir en reduksjon i varmetap gjennom veggen eller termisk beskyttelse av deler av maskiner og apparater i tilknytning til varme overflater. Dette problemet kan løses ved termisk isolasjon av varme overflater. Å redusere størrelsen og vekten på varmevekslere er forbundet med behovet for å intensivere varmeoverføringsprosesser, som kan utføres på ulike måter, inkludert å øke varmeoverføringsoverflaten ved hjelp av finner. Konvektiv varmeoverføring er overføring av varme i et medium i bevegelse. Vanligvis brukes Newton-Richmann-loven (1) for å bestemme mengden varme som overføres under konveksjon. Oppgaven med å øke mengden varme som fjernes fra kroppens overflate, dvs. e. intensivering av konvektiv varmeoverføring6 Copyright OJSC "Central Design Bureau" BIBCOM " & LLC "Agency Kniga-Service" chi, har vært og er fortsatt den vanskeligste, men også den mest presserende oppgaven til teorien om overføringsprosesser i et bevegelig medium . Formuleringen av problemet med varmeoverføring i et bevegelig medium får en spesiell betydning hvis det vurderes i forbindelse med problemet med energiforbruk for bevegelse av kjølevæsken. Under normale, praktiske forhold er målet å oppnå høyest mulig varmeoverføringshastighet med lavest mulig energiforbruk. Situasjonen, der ønsket om å øke intensiveringen av varmeoverføringen for enhver pris, er berettiget, bør betraktes som helt eksepsjonell. I tillegg er det åpenbart at visse egenskaper til varmevekslingssystemet kan føre til intensivering, for eksempel overflateruhet oppnådd under konvensjonell maskinering, overflatevibrasjoner på grunn av rotasjon av maskindeler eller strømningspulsasjoner, et elektrisk felt som er tilstede i elektrisk utstyr, etc. Stråling er en overføringsvarme ved hjelp av elektromagnetiske bølger. I ingeniørpraksis, for å beregne varmefluksen i strålingsprosesser, brukes vanligvis Stefan–Boltzmann-loven: Q = εσ0T 4A, (4) hvor σ0 er Stefan–Boltzmann-konstanten, σ0 = 5,67 10–8 W/(m2 K4 ); ε er graden av emissivitet til det utstrålende legemet. Det kan sees fra formel (4) at hovedmetodene for strålingsintensivering er rettet mot å øke parameterne T, A og ε. Alt det ovennevnte viser at mengden varme en kropp utveksler med miljøet avhenger av mange faktorer. Disse faktorene må være kjent for å kunne ta hensyn til dem ved bruk av visse varmeoverføringsprosesser i ulike kraftverk og for å kontrollere dem, dvs. intensivere varmeoverføringen eller redusere varmefjerningen. Dermed er intensiveringen av varmeoverføring en økning i mengden varme som fjernes i varmeoverføringsprosesser. Når man vurderer metoder for intensivering av varmeoverføring under forhold med termisk ledningsevne, konveksjon og stråling, må det huskes at i hvert enkelt tilfelle, som regel, brukes kombinerte metoder for intensivering, under hensyntagen til de karakteristiske egenskapene til prosessen som vurderes. 7 Copyright OJSC Central Design Bureau BIBCOM & LLC Agency Kniga-Service Med veksten av energikapasiteter og produksjonsvolumer øker dimensjonene til varmevekslerne (TOA) som brukes betydelig, noe som øker kravene til effektiviteten og påliteligheten til deres arbeid. Åpenbart, ved å øke energieffektiviteten til termiske kraftverk med bare noen få prosent ved å lage mer kompakte varmevekslere, på nasjonal skala, kan du få betydelige besparelser i materialressurser: drivstoff, materialer og metaller, lønnskostnader, etc. Dermed er utvikling og etablering av svært effektive kompakte kjølesystemer et ekstremt presserende problem som er nært knyttet til intensiveringen av varme- og masseoverføringsprosesser, som i stor grad bestemmes av egenskapene til strømningen rundt og den hydrauliske motstanden til varmevekslingsoverflatene. Siden oppfinnelsen av de første TOAene har de varmeavgivende overflatene i dem vært laget av rør med liten diameter. Slike rør brukes fortsatt i store mengder i produksjonen av TOA. Imidlertid er en kvadratmeter av en varmevekslerflate laget av rør flere ganger dyrere enn en overflate med samme areal laget av en tynn plate. Fra 1960-tallet til i dag har antallet artikler publisert om ulike aspekter av varmeoverføringsforbedring, inkludert rapporter, artikler, avhandlinger og patenter, stadig økt. Dette viser at varmeoverføringsforbedring i dag er et viktig spesialområde for studier og utvikling av varmeoverføring. 2. Intensifisering av konvektiv varmeoverføring Intensiveringen av konvektiv varmeoverføring er for tiden kanskje det mest komplekse og i alle fall det mest presserende problemet i teorien om overføringsprosesser i et medium i bevegelse. Det får spesiell betydning under forholdene til en gassformig kjølevæske, som er preget av en redusert intensitet av utvekslingsprosesser (i det følgende er dette spesielle tilfellet hovedsakelig ment). Spesifisiteten til dette problemet ligger i det faktum at det, sett separat på grunnlag av studiet av varmeoverføring som en uavhengig isolert prosess, i hovedsak er meningsløst; den mottar reelt innhold bare i kombinasjon med problemet med energiforbruk for kjølevæskefremføring. I dette tilfellet, under normale, praktiske forhold, er målet å oppnå høyest mulig varmeoverføringsintensitet med lavest mulig energiforbruk. Det er klart at kun en felles analyse av mengdene som er introdusert som et kvantitativt mål på intensiteten av varmeoverføring og strømforbruk kan gi rasjonelle grunnlag for å vurdere oppnådde resultater. Det ville imidlertid være feil å tro at saken dermed er redusert til studiet av to ulike autonome og uavhengig formulerte problemer, etterfulgt av en sammenligning av deres løsninger. Det er ekstremt viktig at disse problemene er nært knyttet til hverandre, siden de karakteriserer forskjellige aspekter av samme prosess og deres løsninger bestemmer kvantitativt effekter som er ytre svært heterogene, men på grunn av en enkelt fysisk mekanisme. Den dype likheten mellom begge problemene manifesteres i det faktum at under de enkleste forholdene fungerer en spesiell type relasjon - Reynolds-analogien, som etablerer et direkte, eksplisitt uttrykt forhold mellom intensiteten av varmeoverføring, på den ene siden, og intensiteten av dissipative effekter (ansvarlig for strømforbruk) - på den andre. Med komplikasjonen av det fysiske miljøet i prosessen, mister Reynolds-analogien sin kraft og må erstattes av avhengigheter som er mer mediert i naturen og mer komplekse i struktur. Dessverre er det ennå ingen teori som vil gjøre det mulig å formulere disse avhengighetene for ulike spesifikke forhold og som vil gjøre det mulig å finne en generell løsning, som de vil bli et spesielt tilfelle av. Imidlertid har vurdering av et ekstremt omfattende og mangfoldig eksperimentelt materiale akkumulert under driften av forskjellige varmeveksleranordninger allerede relativt lenge ført til konklusjonen om at følgende trend eksisterer: når prosessen blir mer komplisert (dvs. når forholdene som Reynolds-familien) analogi er gyldig) blir krenket, blir forholdet mellom forbrukt kraft og oppnådd varmeoverføringsintensitet mindre gunstig. Dermed har Reynolds-analogien fått betydningen av en spesiell type begrensning, som etablerer den nedre, fysisk mulige grensen for kraften som brukes ved en gitt intensitet av konvektiv varmeoverføring. Således ble det antatt at det er under disse enkleste forholdene, når Reynolds-analogien er i kraft, at det mest fordelaktige forholdet mellom intensiteten av varmeoverføring og forbrukt kraft blir realisert. En mer detaljert og dyp studie av mekanismen for overføringsprosesser viste at en slik forståelse av Reynolds-analogien er utilfredsstillende. I visse tilfeller karakteriserer den noen aspekter av prosessen under vurdering på riktig måte, men den reflekterer ikke fullt ut påvirkningen av helheten av de fysiske forholdene i prosessen i all deres faktiske kompleksitet og kan ikke aksepteres som en helhet. I mange tilfeller, som på ingen måte er blottet for praktisk interesse, vil forholdet mellom varmeoverføring og hydrodynamisk motstand faktisk forringes hvis prosessbetingelsene som tilfredsstiller Reynolds-analogien brytes. Dette betyr at i et endret fysisk miljø begynner en slik mekanisme for energispredning å fungere, som ikke på en så enkel og åpenbar måte henger sammen med overføringen av varme i retningen normalt på overflaten. Det følger imidlertid overhodet ikke av dette at en situasjon som fører til motsatt effekt, dvs. en betydelig økning i varmeoverføring med en relativt ubetydelig økning (eller til og med reduksjon) i intensiteten av energispredning, er fundamentalt umulig. I denne forstand er det svært lærerikt at de siste tiårene, under forhold med moderat forsering av varmeflater, er oppnådd gunstigere forhold mellom intensiteten av varmeoverføring og motstand. Dermed kan ikke Reynolds-analogien tilskrives betydningen av tilstanden som etablerer den nedre grensen for den nødvendige kraften. Enda mer gunstige forhold er faktisk oppnåelige, der det ikke er interne motsetninger. Det faktum at prosessene for overføring av varme og momentum utføres av de samme bærerne, bestemmer ennå ikke typen forhold mellom intensiteten av varmeoverføring og hydrodynamisk motstand. Det er klart at temperatur- og hastighetsfordelingene som dannes innenfor overføringsområdet bør ha en betydelig innflytelse. Forholdet uttrykt i form av Reynolds-analogien (den dimensjonsløse varmeoverføringskoeffisienten St er lik den dimensjonsløse friksjonsspenningen på overflaten) er kun gyldig hvis temperaturfeltet er likt hastighetsfeltet. Dette kravet kan oppfylles med tilstrekkelig nøyaktighet for den enkleste formen av prosessen – kjølemiddelstrøm langs en overflate som ikke har langsgående krumning (for eksempel strømning inne i rette rør og kanaler med konstant tverrsnitt, langsgående strømning rundt flate og rørformede flater ved Рr = 1). Hvis likheten mellom feltene brytes, blir analogien ugyldig og andre relasjoner begynner å fungere. Det er mye lettere å forårsake forringelse av prosessforholdene enn å forbedre dem. Eventuelle endringer i det fysiske miljøet, på grunn av tilfeldige årsaker og som fører til brudd på likheten mellom temperatur- og hastighetsfordelinger, forårsaker nesten alltid endringer i forholdet under vurdering i en ugunstig retning. Bare visse, spesialskapte påvirkninger fører til ønsket resultat. Alt det ovennevnte indikerer den store kompleksiteten i problemet med å intensivere konvektiv varmeoverføring og overbeviser oss om at det ville være urimelig å sette noen forhåpninger til empiriske søk etter løsningen. Det er selvfølgelig mulig å ved et uhell oppdage en eller annen forsterkende effekt, og dette har skjedd mange ganger. Men uten en skikkelig forståelse av den fysiske karakteren til den oppdagede effekten, er det neppe mulig å finne måter å bruke den på hensiktsmessig og tilby slike måter å reprodusere den i en arbeidsflytinnstilling som ikke vil tjene som en kilde til negative bivirkninger. For å skille en intensiverende fysisk effekt fra en rekke heterogene fenomener, for å bestemme betingelsene og mulighetene for dens rasjonelle bruk, er det nødvendig å ha en tilstrekkelig detaljert fysisk modell av prosessen, støttet til en viss grad av elementer fra den kvantitative teorien . Først i den siste perioden, da problemet med intensivering av varmeoverføring viste seg å være organisk forbundet med den utviklende teorien om overføringsprosesser, ble det oppnådd betydelig fremgang. Likevel er den tilgjengelige informasjonen om overføringsprosessene fortsatt utilstrekkelig fullstendig og kan ikke tjene som et pålitelig fysisk grunnlag for utviklingen av en teori så kompleks i sin spesifikke retning. Til dags dato har det imidlertid blitt samlet en betydelig mengde data om forsterkende effekter, og bruken av disse er ganske passende. Disse effektene er nøye studert ikke bare kvalitativt, men også kvantitativt og forstått i et visst system av fysiske representasjoner. Metoder for deres praktiske implementering er foreslått og eksperimentelt testet. Det er ennå ikke mulig å lage en universell teori som forklarer helheten av dataene som er innhentet så langt, men likevel kan det gjøres noen generelle betraktninger som lar oss vurdere resultatene av studiene, i det minste fra et kvalitativt synspunkt. Hovedideen er at intensiverende påvirkninger i nærveggområdet forårsaker en forbedret fornyelse av mediet, en energisk erstatning av noen av dets elementer med andre, som på grunn av den forskjellige karakteren av distribusjonen av temperatur og hastighet utfører funksjonen varmebærere mer effektivt enn funksjonen til momentumbærere. Jo mer signifikant denne forskjellen er, desto gunstigere eller omvendt verre er forholdet mellom intensiteten av varmeoverføring og hydrodynamisk motstand. Det er lett å forstå at det fysiske miljøet som tilsvarer et slikt oppsett av prosessen er veldig komplekst og veldig uvanlig. Med dypere kunnskap om strukturen til det turbulente grenselaget og mekanismen til overføringsprosessene som skjer i det, vil det utvilsomt åpne seg nye muligheter for å lage mer subtile og effektive metoder for å påvirke prosessens egenskaper. Forhold som bestemmer det optimale valget av metoder for å intensivere konvektiv varmeoverføring. En av hovedoppgavene i opprettelsen av de fleste moderne varmevekslersystemer er å sikre minimumsdimensjoner og vekt av TOA ved gitte hydrauliske motstander, strømningshastigheter og kjølevæsketemperaturer. Derfor er et veldig viktig moment i utformingen av TOA valget av type varmevekslingsoverflate. Den beste overflaten vil selvsagt være den som under andre identiske forhold gir den maksimale varmeoverføringskoeffisienten, dvs. den største spesifikke varmefluksen. Derfor er intensiveringen av varmeoverføringsprosesser, spesielt i kanaler, den mest effektive måten å redusere størrelsen og vekten på varmevekslerenheter. En betydelig forbedring av egenskapene til varmevekslerenheter, som vekt- og størrelsesparametere, metallforbruk, overflatetemperatur, pålitelighet og levetid, kan oppnås ved å bruke metoder for varmeoverføringsforsterkning som er optimale for et bestemt tilfelle. Valget av den optimale metoden for intensivering av varmeoverføring er imidlertid en vanskelig oppgave, den bestemmes av mange forhold, hvorav de viktigste er som følger. 12 Copyright JSC "Central Design Bureau "BIBCOM" & OOO "Agency Kniga-Service" 1. Mål og mål for forbedring av varmeoverføring for denne spesielle klassen av TOA. 2. Tillatte energikostnader for intensivering av varmeoverføring og type tilgjengelig energi. 3. Hydrodynamisk struktur av strømmen der det er nødvendig for å intensivere varmeoverføringen; arten av fordelingen av tettheten av varmeflukser eller temperaturfeltet i kjølevæsken; gyldige måter å kontrollere strømningsstrukturen på. 4. Produserbarhet av TOA med varmeoverføringsforbedring, bekvemmelighet og pålitelighet i drift. La oss vurdere disse forholdene mer detaljert. 1. Mål og mål for varmeoverføringsforbedring i denne spesielle TOA-klassen. Oppgavene med å intensivere varmeoverføring kommer vanligvis ned til å redusere vekt- og størrelsesparametrene til TOA eller å redusere temperaturforskjellen i den sammenlignet med verdiene, som oppnås under gitte forhold på vanlige måter (ved å endre strømningshastigheten og kanalen). størrelser osv., avhengig av spesifikke forhold). 2. Tillatte energikostnader for intensivering av varmeoverføring og type energi tilgjengelig for dette. Analyse og designstudier av objektet som helhet gjør det mulig å identifisere de tillatte energikostnadene for å pumpe varmebærere gjennom varmeveksleren. Typen energi er også vanligvis kjent: som regel er dette (ved et gitt trykkfall) den nødvendige effekten ved pumpene for å pumpe kjølevæsken. Det er behov for varmeoverføringsmetoder som vil sikre en reduksjon i de totale dimensjonene til varmevekslerenheter med konstante totale trykktap for å pumpe kjølevæsken gjennom TOA. Hver type varmevekslingsenheter har sine egne kriterier for å evaluere den valgte metoden for varmeoverføringsforbedring. Den vanligste vurderingen av intensiveringsmetoden er å sammenligne forholdene mellom økningen i varmeoverføring St/St0 og motstandskoeffisientene Сf /Сf 0: (St/St0) > (Сf /Сf0), hvor St og Сf er Stanton. antall og motstandskoeffisienten for gitte forhold, henholdsvis St0 og Сf0 - for standardforhold. 13 Copyright OJSC Central Design Bureau BIBCOM & OOO Agency Kniga-Service Intensifiseringsmetoder som sikrer oppfyllelsen av ulikheten (St/St0) > (Сf /Сf0) er spesielt effektive, men implementeringen er full av vanskeligheter. Utviklingen av slike metoder ble generelt sett på som umulig i lang tid. Det endelige valget av intensiveringsmetoden bør være basert på en fullstendig komparativ beregning av TOA, deres designstudie, operasjonelle krav, pålitelighet og økonomiske beregninger, det vil si alt som ble diskutert ovenfor. 3. Hydrodynamisk struktur av strømmen der det er nødvendig for å intensivere varmeoverføringen; arten av fordelingen av tettheten av varmeflukser eller temperaturfeltet i kjølevæsken; gyldige måter å kontrollere strømningsstrukturen på. Vanligvis, for å øke varmeoverføringen, brukes det turbulente regimet til kjølevæskestrømmen, derfor gjør kunnskap om den hydrodynamiske strukturen til den turbulente strømmen og egenskapene til varmeoverføring i den det mulig å etablere områder der en økning i intensiteten av turbulente pulsasjoner vil ha størst effekt på intensiveringen av varmeoverføringen, og vil derfor bidra til å velge steder og metoder for å påvirke strømmen. Som regel er dette områder som er ganske nær veggene. Den turbulente termiske ledningsevnen i dem er mindre enn i kjernen av strømmen, og varmeflukstettheten er nær maksimum (for varmeveksling med veggen). I ikke-sirkulære kanaler med smale vinkler, for eksempel i tette bunter av rør eller stenger med deres langsgående strømning, i trekantede kanaler osv., endres strømningsstrukturen under overgangs- og turbulent strømning ikke bare langs normalen til veggen, men også langs kanalomkretsen. Sammen med den turbulente strømmen i kjernen av strømmen og nær veggen i de brede delene av kanalen og i hjørnene, kan det være soner med svak turbulens eller til og med med et laminært strømningsregime. Disse sonene utgjør en betydelig del av kanaloverflaten. Derfor, når man utvikler metoder for å intensivere varmeoverføring i slike kanaler, er det nødvendig ikke bare å se etter måter for ytterligere turbulens i nærveggområdet i brede deler av kanalen, men også spesifikke måter for strømningsturbulens i hjørnesonene. 4. Produserbarhet av TOA med varmeoverføringsforbedring, bekvemmelighet og pålitelighet i drift. De viktigste betingelsene for det endelige valget av varmeoverføringsintensitetsmetoden, spesielt for masseproduserte HEA-er og varmevekslere, er produksjonsevne og driftskvaliteter: produksjonsevne for produksjon av varmevekslerflater selv, produksjonsdyktighet av montering fra dem TOA, pålitelighet og service levetid, innvirkning på begroing og avleiring sammenlignet med konvensjonelle basisoverflater på disse varmevekslerne. Dette tar selvfølgelig hensyn til den økonomiske effekten som bruken av denne metoden for varmeoverføringsintensivering gir: reduksjon av metallforbruk, vekt, totale dimensjoner av TOA, etc. drift av varmevekslerenheten under reelle forhold. Det er nettopp dette som forklarer det faktum at det vanligvis tar lang tid fra utviklingen av en varmeoverføringsforbedringsmetode til dens utbredte bruk i TOA. Men på den annen side er det bare noen få av de utviklede og publiserte metodene for varmeoverføringsintensivering som kan tilfredsstille betingelsene beskrevet ovenfor og finne bred anvendelse, selv om det i noen spesifikke tilfeller kan være hensiktsmessig å bruke noen av dem. I denne forbindelse er av størst interesse arbeider som ikke bare tilbyr omfattende begrunnede metoder for å intensivere varmeoverføring, men også utvikler en teknologi for å produsere overflater som intensiverer denne prosessen, samt en teknologi for å sette sammen varmevekslere med slike overflater. De viktigste metodene for intensivering av konvektiv varmeoverføring. Siden i terrestriske forhold den vanligste metoden for varmeoverføring er konvektiv varmeoverføring, defineres varmeoverføringsintensivering som en økning i varmeoverføringskoeffisienten ved å bruke ulike typer påvirkning på strømmen. Imidlertid, uavhengig av metoden for intensivering, er hovedoppgaven å redusere den tilsvarende termiske motstanden. Med termisk ledningsevne oppnås en reduksjon i termisk motstand ved å påvirke varmeoverføringskoeffisientene (under grenseforhold av den tredje typen) og på veggens indre termiske motstand ved å innføre finner, bruke en kjøleeffekt, etc. Intensiteten til termisk ledningsevnen påvirkes i stor grad av de termofysiske egenskapene til veggmaterialene, isolasjonsmaterialene, kontaktforholdene mellom veggens individuelle lag, de geometriske dimensjonene og formen til varmevekslingsoverflaten. Når man vurderer intensiveringsprosessene for stråling, brukes metodene for intensivering oftest ved å øke varmevekslingsoverflaten og temperaturen, samt ved å påvirke graden av emissivitet til overflaten. Det største antallet varmeoverføringsforsterkingsmetoder er foreslått for konvektiv varmeoverføring. Hovedoppgaven i dette tilfellet er å bestemme varmeoverføringskoeffisienten, som åpenbart forklarer definisjonen av intensivering gitt ovenfor. Ingen designproblemer har et klart svar. En ingeniør som deltar i utformingen og opprettelsen av nye teknologiprøver, må tydelig forstå at én teori, uansett hvor avansert den måtte være, ikke er nok, og at den må støttes av erfaring, sunn fornuft og, om nødvendig, fleksibiliteten til en kompromissløsning, spesielt når man vurderer hovedlovene. , underliggende enkle, pålitelige og praktisk talt hensiktsmessige metoder for intensivering av varmeoverføring. Variasjonen av moderne teknologi, og i mange tilfeller dens høye kostnad, gjør studiet av disse regelmessighetene dobbelt så viktige. Passive og aktive metoder for å intensivere varmeoverføringen under forhold med fri og tvungen konveksjon både i enfase- og tofasemedier, samt i prosessene for varmeledning og strålingsvarmeoverføring er kjent. Passive metoder (som ikke krever direkte energitilførsel fra utsiden) inkluderer spesiell fysisk og kjemisk overflatebehandling, bruk av grove og utviklede overflater, enheter som sørger for blanding og virvling av strømmen, metoder for å påvirke overflatespenningen og tilføre urenheter til kjølevæsken. Aktive metoder (som krever direkte energiforbruk fra en ekstern kilde) inkluderer mekaniske effekter, vibrasjon av varmevekslingsoverflater, væskestrømningspulsasjoner, bruk av elektrostatiske felt, kjølevæskeinnsprøytning og -suging, og bruk av dispergerte stoffstrømmer. Siden de fleste varmevekslere bruker et flytende eller gassformet kjølemiddel som kommer i kontakt med en fast overflate under strømning, er studiet av sistnevntes innflytelse på konvektiv varmeoverføring av stor praktisk interesse. Arbeid viet til ulike metoder for intensivering av varmeoverføring viser at hovedmetodene er rettet mot ødeleggelse eller kunstig turbulens av grenselaget, siden når en varmeoverføringsoverflate samhandler med en gass- eller væskestrøm som vasker det, er det grenselaget som vokser på denne overflaten som utøver hovedmotstanden mot varmeoverføring. Hovedoppgaven med intensiveringen av konvektiv varmeoverføring er en slik innvirkning på grenselaget, som vil gjøre det tynnere eller delvis ødelegge det. En økning i den motgående strømningshastigheten reduserer tykkelsen på grensesjiktet, men er forbundet med en rask økning i hydrodynamisk motstand. Bruken av denne enkleste metoden for intensivering er begrenset av økningen i energikostnadene. Når den flyter rundt glatte vegger som ikke har turbulatorer nær overflaten, fungerer Reynolds-analogien, som allerede nevnt, som etablerer et direkte forhold mellom intensiteten av varmeoverføring og overflatefriksjon. Når man flyter rundt varmevekslerflater med mer komplekse konfigurasjoner enn en glatt vegg, blir forholdet mellom forbrukt kraft og oppnådd varmeoverføringsintensitet mer komplisert. Det er mulige situasjoner som fører til en betydelig økning i varmeoverføring med en svak økning i overflatefriksjon. I denne forstand viser forholdet mellom intensiteten av varmeoverføring og hydrodynamisk motstand for overflater som opererer på prinsippet om en ekstern oppgave eller tverrgående strøm seg å være mer gunstig. Et visst system av fysiske konsepter og en forståelse av den fysiske naturen til varmeoverføringsintensivering gjør det mulig å rasjonelt bruke intensiverende effekter i varmevekslerdesign. Forsterkende påvirkninger er gunstige når de forårsaker en forsterket fornyelse av miljøet i grensesjiktet, en energisk erstatning av noen volumer av miljøet med andre. Jo mer signifikant forskjellen er i fordelingen av temperatur og hastighet til partikler i arbeidsmediet nær veggen, desto gunstigere (eller ikke mer gunstig) er forholdet mellom varmeoverføringsintensiteten og den hydrodynamiske motstanden. Til dags dato er det utviklet forskjellige metoder for nærvegg-intensivering av varmeoverføring, som har en viktig fordel i forhold til andre: de har høy energieffektivitet på grunn av turbulisering av bare strømningsområdet nær veggen. Strømmen er turbulent der maksimal temperaturgradient oppstår. Som et resultat reduseres energikostnadene for å pumpe kjølevæsken gjennom banen betydelig sammenlignet med kostnadene ved å turbulisere hele strømmen. Intensiteten og effektiviteten til varmeoverføringsprosessen avhenger av formen på varmevekslingsoverflaten, den ekvivalente diameteren til kanalene, overflateruheten, utformingen av kanalene, som sikrer optimal hastighet på arbeidsmediet, temperaturforskjellen, tilstedeværelsen av turbulente elementer i kanalene, finnene og noen andre designfunksjoner. De viktigste for tiden kjente fremgangsmåter for å intensivere konvektiv varmeoverføring er følgende: a) innvirkningen på strømmen av arbeidsmediet ved formen av varmevekslingsoverflaten; b) innvirkning på strømmen av ytterligere turbulens av ruhetselementer; c) en økning i varmevekslingsoverflatearealet fra siden av arbeidsmediet med en lav varmeoverføringskoeffisient; d) mekanisk effekt på varmevekslingsoverflaten (overflatevibrasjon, trykkpulsering i strømmen, blanding av arbeidsmediet); e) innvirkning på strømmen av et felt (elektromagnetisk, akustisk); f) injeksjon eller sug av arbeidsmediet gjennom en permeabel varmeavgivende overflate; g) tilsetning av faste partikler eller gassbobler til strømmen. Muligheten for praktisk bruk av en eller annen metode for intensivering av varmeoverføring bestemmes av dens tekniske tilgjengelighet og tekniske og økonomiske effektivitet. En analyse av en rekke eksperimentelle arbeider viet intensivering av varmeoverføring lar oss konkludere med at valget av type, størrelse og form på turbulatorer ble utført (med sjeldne unntak) uten tilstrekkelig tungtveiende begrunnelser, og viktigst av alt, uten å ta hensyn til de spesifikke driftsbetingelsene der det var ment å bruke en eller annen type varmeoverføringsflate. Når det gjelder forsøk på å analysere mekanismen for turbulent utveksling under forhold med kunstig strømningsturbulens, presenter en fysisk modell av et slikt fenomen og beskriv det nøyaktig analytisk, så langt det er kjent, så langt forblir alle ineffektive. Årsaken til dette ligger, i tillegg til objektive vanskeligheter (varmeoverføring under forhold med virvel, separerte strømninger), hovedsakelig i det faktum at de fleste forfattere bruker den hydrodynamiske analogimetoden for å analysere termiske prosesser, noe som åpenbart er helt uakseptabelt under forhold med separerte strømmer . De mest effektive metodene for intensivering av varmeoverføring er de som mest tar hensyn til funksjonene ved konvektiv varmeoverføring, og for dette er det nødvendig å kjenne strukturen til strømmen der varmeoverføringen skal intensiveres. 3. Analytisk og eksperimentell studie av strukturen til grenselaget Grunnleggende om teorien om konvektiv varmeoverføring. Konvektiv varmeveksling mellom et bevegelig medium og dets grensesnitt med et annet medium (fast, flytende eller gass), som allerede nevnt, kalles varmeoverføring. Varmeoverføringsprosessen kalles stasjonær hvis temperaturfeltet i væsken ikke er avhengig av tid, og ikke-stasjonær hvis temperaturfordelingen i strømmen avhenger av tid. Avhengig av årsaken til bevegelsen av en væske, skilles fri (naturlig) konveksjon og tvungen konveksjon. Fri (naturlig) konveksjon er en konvektiv varmeoverføring under bevegelse av en væske under påvirkning av et inhomogent felt av kroppskrefter (gravitasjons, magnetisk, elektrisk). Tvunget konveksjon er en konvektiv varmeoverføring under bevegelse av en væske under påvirkning av ytre krefter påført væsken inne i systemet, eller på grunn av den kinetiske energien som tilføres væsken utenfor systemet (pumpe, vifte, fly). Det er kjent fra hydrodynamikken at det er to moduser for fluidstrømning: laminær og turbulent. I en laminær strømning følger væskepartikler veldefinerte baner i strømmen, hele tiden holder de seg i retning av den gjennomsnittlige strømningshastighetsvektoren, og tilfeldige forstyrrelser som oppstår i strømmen dør raskt ut. I en turbulent strøm oppstår hastighetspulsasjoner i strømmen, individuelle væskevolumer begynner å bevege seg over strømmen, noe som forårsaker intens blanding av væsken, og som et resultat fører dette til en betydelig intensivering av metabolske prosesser (varme - varmeoverføring, stoffer - masseoverføring). Hovedoppgaven til teorien om konvektiv varmeoverføring er å etablere et forhold mellom varmeflukstettheten på varmeoverføringsoverflaten, temperaturen på denne overflaten og temperaturen på væsken, med andre ord, bestemmelsen av varmeoverføringskoeffisienten, og intensiveringen av konvektiv varmeoverføring er definert som enhver effekt på strømmen, som fører til en økning i varmeoverføringskoeffisienten. For å få kvantitative mønstre av prosessene som studeres, brukes to forskningsmetoder. Den første metoden er basert på eksperimentell studie av en spesifikk prosess. Den eksperimentelle studien av mange komplekse fenomener, som avhenger av et stort antall individuelle faktorer, er en ekstremt vanskelig oppgave. Derfor, når du setter opp et eksperiment, i tillegg til en detaljert studie av prosessen som vurderes, er oppgaven alltid å skaffe data for å beregne andre prosesser knyttet til prosessen som studeres. Et av virkemidlene for å løse et slikt problem er likhetsteorien, som gjør det mulig å bearbeide og generalisere resultatene av eksperimenter slik at de kan overføres fra en modell til en fullskala prøve, til andre initiale tilfeller. Likhetsteorien etablerer betingelsene for likheten mellom fysiske fenomener og gir reglene for rasjonell assosiasjon av fysiske mengder til dimensjonsløse komplekser (likhetskriterier), hvor antallet er betydelig mindre enn antallet mengder de består av. Disse kompleksene gjenspeiler den felles påvirkningen av totalen av fysiske størrelser på fenomenet og kan betraktes som nye generaliserte variabler. Å redusere antall variabler og bruke dem i en kompleks form forenkler eksperimentet og generaliseringen av resultatene. Slike prosesser har samme fysiske natur og er beskrevet av de samme grunnleggende ligningene og lignende unikhetsbetingelser, og har også numerisk like definerende likhetskriterier med samme navn. Likhetskriteriene, som inkluderer de ønskede verdiene, kalles bestemt. Likhetskriteriene, som er sammensatt av verdier inkludert i unikhetsbetingelsen, kalles definerende. De kan beregnes når problemet er formulert, uten løsning eller eksperimentell studie. Likhetskriterier har en viss fysisk betydning og uttrykker forholdet mellom skalaene til to spesifikke effekter som er essensielle for fenomenet. I dette arbeidet er følgende likhetskriterier brukt. 1. Stantontall St = α ρu∞ C p eller St = qst, ρu∞ C p (T∞ − Tst) hvor C p er varmekapasiteten til væsken ved P = const, J/(kg ⋅ K); ρ er væsketettheten, kg/m3; u∞ er væskehastigheten ved den ytre grensen til grenselaget, m/s; T∞ er væsketemperaturen ved den ytre grensen til grenselaget, K; Tst er veggtemperaturen, K. Stanton-tallet er forholdet mellom varmefluksen inn i veggen qst og den konvektive strømmen som kan overføres av væskestrømmen når dens temperatur synker fra T∞ til Tst. 2. Prandtl tall Pr = ν , α hvor ν er den kinematiske viskositeten til væsken, m2/s; α er koeffisienten for termisk diffusivitet, m2/s. Prandtl-tallet karakteriserer forholdet mellom hastigheten for utveksling av mekanisk energi i en væskestrøm og hastigheten for utveksling av termisk energi, eller evnen til et fluid til å overføre varme. Prandtl-nummeret inneholder bare de fysiske parameterne til mediet, derfor er det en dimensjonsløs fysisk parameter. 3. Reynolds-tallet Re = u∞ l , ν hvor l er den karakteristiske lengden, m. Reynolds-tallet uttrykker forholdet mellom treghetskraften og den indre friksjonskraften. Ved en viss kritisk verdi av Reynolds-tallet blir den laminære strømmen av væsken til en turbulent, noe som i betydelig grad påvirker intensiteten av konvektiv varmeoverføring og motstand. Derfor er Reynolds-tallet et av de viktigste definerende kriteriene i teorien om varmeoverføring. 4. Drakoeffisienten Cf /2 = τ st ρ∞ u∞2 . Motstandskoeffisienten er forholdet mellom friksjonsspenningen på veggen τst og hastighetshodet. Den andre metoden for å oppnå kvantitative mønstre i prosessene som studeres er en metode basert på å løse et system av ligninger som beskriver fenomenet som studeres. I tilfellet med en plan stasjonær strømning av et komprimerbart fluid, kan følgende differensialligninger av teorien om konvektiv varmeoverføring skrives: kontinuitetsligningen ∂ ∂ (ρ u) + (ρv) = 0; ∂x ∂y (5) bevegelsesligning ⎥ + ⎢μ ⎥ ; 6 ∂u ⎞ ⎤ ∂ ⎡ ⎛ ∂u ∂v ⎞ ⎤ +v ⎟ =− + − + ρ⎜u ⎢μ 2 ⎥ + ⎢μ ⎥ ; (7) ∂y ⎠ ∂y 3 ∂y ⎣ ⎜⎝ ∂y ∂x ⎟⎠ ⎦ ∂x ⎣ ⎜⎝ ∂y ∂x ⎟⎠ ⎈ ∎ ∎ ⎟⎠ ⎈ ∎ ∎ ∎ ∎ ⎟ ∂ ∂ P ∂ ⎛ ∂T ⎞ ∂ ⎛ ∂ T ⎞ C T) + v (CT) ⎥ − u − v = ⎜ λ ⎟ + ⎜ λ ⎟ − ⎟ ✎ ✎ ✎ ✎ + ✎ ✎ ✎ 3 ⎝ ∂ x ∂y ⎠ ∂x ⎠ ⎝ ∂ ⎠ ⎝ ∂y ∂x ⎠ 2 ⎣ 2⎤ ⎦ 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎭ hvor u og v er henholdsvis de langsgående og vertikale komponentene til hastighetsvektoren. Likningssystemet (5)–(8) løses sammen med tilstandsligningen, avhengighetene av fysiske parametere til tilstandsparametrene, og unikhetsforhold.For å skille ut en spesifikk prosess fra et uendelig antall konvektiv varmeoverføringsprosesser, er det nødvendig å formulere unikhetsbetingelser som inneholder geometriske, fysiske, initiale og grenseforhold.Geometriske forhold bestemmer formen og dimensjonene til et fast legeme, på overflaten som parametrene q eller T skal bestemmes av. Noen forhold bestemmer de numeriske verdiene til de fysiske parameterne til væsken μ, ρ, Ср, λ, så vel som interne varmekilder i væskestrømmen. Startbetingelsene er gitt i form av startfordelingen av temperaturer og hastigheter. Grenseforholdene bestemmer forholdene på varmevekslerflatene og ved strømningsgrensene. Den horisontale komponenten av hastigheten på varmeoverflaten tas lik null (tilstanden til væsken som fester seg til veggen). Den vertikale hastighetskomponenten på varmeoverflaten i det generelle tilfellet kan være en ikke-null spesifisert verdi. Termiske grenseforhold inkluderer vanligvis innstilling av temperaturen på varmeoverflaten eller varmeflukser. Det er tre måter å spesifisere termiske grenseforhold. Under grensebetingelsen til den første typen er temperaturfordelingen på varmeveksleroverflaten gitt. Under grensebetingelsene for den andre typen er fordelingen av den spesifikke varmefluksen på varmeveksleroverflaten kjent. 23 Copyright OJSC Central Design Bureau BIBCOM & LLC Agency Kniga-Service Grensetilstand av III-typen forbinder temperaturen på varmevekslingsoverflaten med omgivelsestemperaturen gjennom en gitt verdi av varmeoverføringskoeffisienten fra veggen til dette mediet. Den analytiske løsningen av det komplette systemet med differensialligninger (5) - (8) er forbundet med eksepsjonelt store matematiske vanskeligheter og er kun mulig i noen spesielle tilfeller. Derfor foreslo L. Prandtl i 1904 å forenkle hele systemet med differensialligninger (5) - (8). Når en viskøs væske med høye Reynolds-tall beveger seg, manifesterer effekten av viskositet seg annerledes i umiddelbar nærhet av den strømlinjeformede overflaten og langt derfra. Nær overflaten, på grunn av adhesjonen av væsken til den faste veggen, oppstår betydelige tverrgående hastighetsgradienter. Med avstand fra veggen avtar endringen i lengdehastigheten langs normalen til kroppens overflate: virkningen av viskøse krefter blir forsvinnende liten allerede i relativt liten avstand fra veggen. Derfor, når en væske beveger seg med store Reynolds-tall, kan hele strømmen deles inn i to regioner: grenselagområdet, hvor påvirkningen av viskositet er betydelig, og den ytre regionen av potensiell strømning, hvor påvirkningen av viskositeten er svært liten. . En slik inndeling av strømmen i grensesjiktet og den ytre strømmen forenkler problemet i stor grad, siden den tillater å vurdere hver av strømningsområdene separat med påfølgende sammenslåing av de oppnådde løsningene. I tillegg, under disse forholdene, råder treghetskrefter i den ytre strømmen over kreftene til viskøs friksjon, og derfor kan ligningene til en ideell væske brukes til å beskrive bevegelsen. Den matematiske beskrivelsen av væskebevegelse i grensesjiktet er også forenklet. Væskelaget ved siden av veggen, hvor hastigheten varierer fra null ved veggen til en konstant verdi i fri flyt, kalles det dynamiske grensesjiktet. Hvis det oppstår varmeveksling mellom væskestrømmen og overflaten av legemet, dannes et termisk grenselag nær overflaten av det strømlinjeformede legemet, dvs. et område i umiddelbar nærhet av veggen der temperaturen endres fra verdiene på veggen til tilsvarende verdi i den eksterne strømmen. I grenselaget nærmer hastigheten eller temperaturen seg asymptotisk de tilsvarende verdiene i den potensielle strømmen, derfor, som tykkelsen på grenselaget, tas avstanden langs normalen til overflaten med hvilken hastigheten eller forskjellen strømningstemperaturer og veggtemperaturer avviker med 1 % fra de tilsvarende verdiene i den eksterne strømmen (fig. en). Til tross for sin ubetydelige tykkelse sammenlignet med de karakteristiske ytre dimensjonene til en strømlinjeformet kropp, er grensen Fig. 1. Grenselaget spiller hovedrollen i prosessene med dynamisk og termisk interaksjon av væskestrømmen med overflaten. Alle hydrodynamiske og termiske motstander er konsentrert i grensesjiktet. Derfor, for å intensivere varmeoverføringen, som fører til en større økning i varmeoverføringskoeffisienten sammenlignet med motstandskoeffisienten, er det nødvendig å ha en god forståelse av strukturen til grenselaget. Hvis vi gjør en komparativ vurdering av begrepene i systemet med differensialligninger (5) - (8) i henhold til forutsetningene til L. Prandtl (at de tverrgående dimensjonene og hastighetene i grensesjiktet er små sammenlignet med de langsgående) og forkaste vilkårene i den andre orden av litenhet, kan vi oppnå omtrentlige differensialligninger dynamisk og termisk grenselag. For et flatt stasjonært grensesjikt har systemet med differensialligninger følgende form: kontinuitetsligningen ∂ ∂ (ρu) + (ρv) = 0; ∂x ∂y (9) y ⎠ ∂x∂y ⎜⎝ ∂y ⎟⎠ ⎝ ∂x (10) ∂P = 0; ∂y (11) energiligning 2 ⎡ ∂ ⎤ ⎛ ∂u ⎞ ∂ ∂P ∂ ⎛ ∂T ⎞ ρ ⎢u C pT + v C pT ⎥ − u = ⎟ +λ. ∂y ∂x ∂y ⎝ ∂y ⎠ ⎝ ∂y ⎠ ⎣ ∂x ⎦ ( ) ( ) lukket. En analyse av ligningene (9) - (12) gjør det mulig å oppdage likheten mellom hastighets- og temperaturfordelingen i grensesjiktet når en inkompressibel væskestrøm med konstante fysiske egenskaper strømmer rundt en flat ugjennomtrengelig plate dersom Prandtl-tallet er lik. en. I dette tilfellet vil ligningene til de dynamiske og termiske grenselagene falle sammen, og følgelig vil fordelingene av hastigheter og temperaturer i grenselaget også sammenfalle: Т − Т st u = . u∞ T ∞ − T st Dette resultatet er av stor praktisk betydning, siden Prandtl-tallene for de fleste gasser er nær enhet. I dette tilfellet kan man komme til en viktig konklusjon om analogien i prosessene med momentum og varmeoverføring (Reynolds analogi): Сƒ /2 = St. (13) Denne analogien er også bevart for Pr ≠ 1. Ved en inkompressibel fluidstrøm med konstante fysiske egenskaper løses de dynamiske grenselagsligningene uavhengig av ligningene til det termiske grenselaget. Til tross for at systemet med differensialligninger til grenselaget (9) - (12) er enklere enn det tilsvarende systemet med komplette differensialligninger (5) - (8), er den eksakte løsningen av ligningene (9) - ( 12) er bare mulig for et svært begrenset antall tilordningslover ekstern strømningshastighet, når partielle differensialligninger av grenselaget kan reduseres til vanlige differensialligninger. I denne forbindelse får omtrentlige metoder for å løse differensialligninger av grenselaget, basert på bruk av integrerte forhold mellom momenta og energi, stor betydning. Tilnærmingen til disse metodene ligger i avslaget på å tilfredsstille differensialligningene for hver verdi av den tverrgående koordinaten til grenselaget. I integralmetodene for å løse grensesjiktsligningene er de kun gyldige i gjennomsnitt over grenselagets tykkelse når grensebetingelsene er oppfylt både på veggen og på yttergrensen. Integrerte ligninger for momentum og energi oppnås fra differensialligninger for bevegelse, kontinuitet og energi (9) - (12) ved å integrere dem over tykkelsen på grenselaget og uttrykke loven om bevaring av momentum og energi for hele delen av Grense lag. For et flatt stasjonært grensesjikt har integralrelasjonene av momenta og energi formen ∗ + 1 − M ∞2 ⎥ = St, t ⎢ dx u∞ dx ⎣ ΔT∞ dx ⎦ (15) hvor formparameteren til grenselaget er H = δ*/δ**; momentum tap tykkelse ∞ ρu ⎛ u ⎞ 1− ⎜ ⎟⎠ dy; ρ u u ⎝ ∞ ∞ ∞ 0 δ∗∗ = ∫ (16) ⎝ u∞ ⎠ 0 (17) formparameter som karakteriserer den aerodynamiske strømningskurvaturen, f = δ∗∗ du∞ ; u∞ dx Mach tall M = u∞ /а; energitap tykkelse δ∗∗ t ∞ T − T st ⎞ ρu ⎛ 1− dy; ⎜ ρ u ⎝ Т ∞ − Т st ⎟⎠ 0 ∞ ∞ =∫ (18) temperaturforskjell mellom gjennomstrømning og vegg ΔТ = Т – Тst. Den øvre grensen for integrasjon i uttrykkene for parameterne δ og δ∗∗ (16) - (17) og i uttrykket for δ∗∗ t (18) kan erstattes av tykkelsen på henholdsvis det dynamiske og det termiske grenselaget , og det vil ikke bli introdusert vesentlige feil i beregningen. Mengdene δ∗ , δ∗∗ og δ∗∗ t er viktige beregnede egenskaper for grensesjiktet. Forskyvningstykkelsen, som følger av utjevningslaget på grunn av bremseeffekten av friksjonskrefter under strømmen av en reell væske. Som det kan sees i fig. 2 er forskyvningstykkelsen δ∗, i motsetning til tykkelsen til grenselaget δ, en ganske bestemt verdi. Uttrykket for momentumtapets tykkelse δ∗∗ (16) kan skrives som ∞ ρ∞ u∞2 δ∗∗ = ∫ ρ u (u∞ − u)dy. 0 Analogt med forskyvningstykkelsen, er det mulig å bestemme momentumtapets tykkelse δ∗∗ som et segment som under strømmen 2. Ved å bestemme forskyvningstykkelsen δ* til et ideelt fluid, vil et andre momentum passere, lik tapet av momentum i grenselagsseksjonen på grunn av bremseeffekten av friksjonskrefter. For å bestemme tykkelsen på energitapet, omskriver vi uttrykk (18) i følgende form (fig. 3): = ∫ ρu (T − Tst) dy. 0 Da kan tykkelsen på energitapet defineres som et segment som en andre mengde energi vil passere gjennom under strømmen av et ideelt fluid med en temperaturforskjell (T∞ − Tst), fig. 3. Bestemmelse av energitapets tykkelse δ∗∗ t lik energitapet i grenselagets tverrsnitt under strømmen av et reelt fluid. Det praktiske med å bruke parameterne δ∗ , δ∗∗ og δ∗∗ t som skalaer ligger i det faktum at, i motsetning til tykkelsene til grenselaget δ og δt, er integrerte tykkelser relatert til representasjoner av grensesjiktet til finitt. tykkelse. I dette tilfellet viser strukturen til energi- og momentumligningen (13) og (14) at mengdene δ∗∗ og δ∗∗ t er av størst betydning. Derfor er det praktisk å konstruere de karakteristiske Reynolds-tallene for de dynamiske og termiske grenselagene fra de ovennevnte tykkelsene: Re∗∗ = u∞ δ∗∗ ; ν∞ Re∗∗ t = u∞ δ∗∗ t. ν∞ Ved å introdusere dem i integralligninger (14) og (15) i stedet for tap av momentum og energi etter enkle transformasjoner, får vi: Book-Service» ⎛ Jf. dRe∗ ∗ + f (1 + H) Re L = ⎜ dX ⎝ 2 ⎞ ⎟⎠ Re L ; (19) Re∗∗ dΔT∞ dRe∗∗ t + t = StRe L . ΔT∞ dX dX u∞ L – ν Reynolds-tallet konstruert fra den lokale verdien av hastigheten ved den ytre grensen til grenselaget og den karakteristiske størrelsen L til den strømlinjeformede overflaten; ΔT∞ = T∞ - Tst - temperaturforskjell. Ligningene (14) og (15) ble oppnådd uten noen forutsetninger om typen av fluidstrømmen i grensesjiktet. Derfor er de gyldige for både laminære og turbulente grenselag. Integralrelasjoner (14) og (15) kan løses dersom de såkalte friksjons- og varmeoverføringslovene er kjent, som i det generelle tilfellet kan representeres som Her er X = x/L den dimensjonsløse langsgående koordinaten; Re L = () ~ f = f Re∗∗ ; f; M0; Tst /T ∞ ; . ..; () St = f Re** st; 1/ ∆T∞ ; dΔT∞ / dx; M0; Tst /T ∞ ; ... . Formen på disse funksjonene avhenger først og fremst av væskestrømningsregimet i grensesjiktet. For laminær strømning kan friksjons- og varmeoverføringslovene oppnås analytisk under visse grensebetingelser. For et turbulent strømningsregime oppnås friksjons- og varmeoverføringslovene på grunnlag av semi-empiriske teorier om turbulens med involvering av eksperimentelle data. Som vist av en rekke eksperimentelle data innhentet av forskjellige forfattere, er friksjons- og varmeoverføringslovene konservative når grenseforholdene endres. Derfor kan avhengighetene oppnådd for "standard" forhold, det vil si for tilfellet med en gradientløs strømning av en inkompressibel væske rundt en plate med konstant temperatur på veggen, brukes under mer komplekse forhold. 31 Opphavsrett OJSC Central Design Bureau BIBCOM & OOO Agency Kniga-Service Alle de forskjellige grensebetingelsene er ganske fullt tatt i betraktning når man integrerer momentum- og energiligningene. Varmeoverføring og friksjon i et laminært grensesjikt. For en flat ugjennomtrengelig plate som flys av en stasjonær inkompressibel væskestrøm med konstante fysiske egenskaper ved en konstant temperatur på plateoverflaten, har de integrerte momentum- og energirelasjonene (14) og (15) formen dδ∗∗/dx = Сƒ0/2 ; dRe∗∗/ dRex = Cƒ0/2; (20) dδt∗∗/dx = St0; (21) dRet∗∗/ dRex = St0. For første gang ble løsningen på det dynamiske problemet for denne saken funnet av Blasius. Som et resultat av den nøyaktige løsningen av ligningene (5) - (8), fikk han et uttrykk for fordelingen av den lokale verdien av friksjonskoeffisienten langs platen i formlinjen 1 i fig. 4) i formen C f0 = 0,44 Re∗∗ (23) . En lignende løsning av energiligningen gir Stanton-tallets avhengighet av Reynolds-tallet, bygget langs den langsgående koordinaten, i formen St 0 = 0,332 Re x 3 Pr 2. (24) Ved å sette inn (24) i (20) og anta at grensesjiktet vokser fra forkanten av platen, får vi etter integrasjon Re∗∗ t = 32 0,664 Pr 2/3 Re x . (25) Copyright JSC "Central Design Bureau "BIBCOM" & LLC "Agency Book-Service" Bilde. Fig. 4. Friksjonslover i grensesjiktet på flat plate. Fig. 5. Lover for varmeoverføring i grenselaget på en flat plate. på en flat plate (linje 1 i fig. 5) St 0 = 0,22. 1/3 Re∗∗ t Pr (26) I tillegg, når hastighets- og temperaturprofilene er representert som en eksponentiell funksjon, har de formen u/u∞ = (y/δ)n, ΔT/ΔT∞ = (y /δт)n , hvor n = 1/2 for et laminært grensesjikt. Varmeoverføring og friksjon i et turbulent grensesjikt og dets struktur. Som kjent skjer overgangen fra et laminært strømningsregime til et turbulent ved en viss verdi av Reynolds-tallet, kalt det kritiske. Ved Reynolds-tall som overstiger kritiske verdier, blir den laminære strømningen ustabil for små forstyrrelser og går over i turbulent strømning. Den laminære eller jetlignende strukturen til strømmen forsvinner fullstendig, turbulente virvler dannes og desintegrerer, og hastigheten på ethvert punkt i strømmen endres i tid både i størrelse og retning. Fra synspunktet til flyten av utvekslingsprosesser, er den viktigste omstendigheten at i dette tilfellet er overføringen av momentum, varme og materie over hovedstrømmen betydelig intensivert. Basert på en rekke eksperimenter har det blitt fastslått at det kritiske Reynolds-tallet i grensesjiktet avhenger av mange faktorer: av endringen i trykk ved grenselagets ytre grense, graden av turbulens til den ytre strømmen, tilstanden til overflaten, dens oppvarming, etc. Så på en plate med en skarp forkant , blåst av luftstrømmen, skjer overgangen av den laminære formen av strømmen til den turbulente i en avstand x fra forkanten, bestemt av Equality fluid motion theory of turbulent flow er fortsatt i en utilfredsstillende tilstand. Men til tross for dette, med den statistiske tilnærmingen, er bevegelsen av en væske ikke blottet for en viss grad av orden. I statistisk analyse forlates forsøk på å følge bevegelsen til individuelle væskepartikler, og følgelig forsøk på å bestemme den turbulente tangenten fra bevegelsesligningene til individuelle partikler, og fokusere på korrelasjonen av serieeksperimentelle verdier som karakteriserer den turbulente strømmen . Bare noen få kjennetegn ved en turbulent strømning kan bestemmes analytisk (for eksempel tykkelsen av et turbulent grenselag på den ytre overflaten av et legeme). Alle våre konklusjoner angående turbulente strømmer vil være begrenset på grunn av betingelsene for eksperimentelle observasjoner og målinger. Først vil vi prøve å beskrive en turbulent strømning (eller et turbulent grensesjikt) kvalitativt, og deretter, ved hjelp av en enkel modell av turbulent momentumutveksling og eksperimentelle data, vil vi gå videre til kvantitative egenskaper. På fig. 6 viser noen av fenomenene observert i et turbulent grensesjikt. I området rett ved siden av 6. Turbulent strømning nær veggen, strømmer mot veggen, væskens bevegelse er overveiende laminær og hastigheten øker bratt. Noe lenger fra veggen blir strømmen ustø og når til slutt et område hvor hele strømmen er involvert i turbulent bevegelse. Gjennom eksperimentelle studier ble det funnet at det laminære området ikke er helt uforstyrret. Forholdsvis store væskeelementer ved siden av veggen, med lav hastighet, bryter periodisk vekk fra overflaten og beveger seg omtrent langs banen vist i fig. 6. Når de kommer inn i et utviklet turbulent område, blir de ødelagt, noe som fører til et karakteristisk mønster av turbulensspredning. Mekanismen til dette fenomenet er ikke helt klar ennå, men det er sannsynligvis en konsekvens av væskens ustabilitet i det laminære området. Det er også klart at væskeelementet som er løsrevet fra overflaten erstattes av et fluid med høyere energi som strømmer fra et område fjernt fra overflaten. Tilsynelatende er det denne væsken som bringer energien som er nødvendig for å skille væskeelementet fra overflaten. I alle fall, i kjernen av strømmen, genereres og opprettholdes turbulens av væskeelementer som kommer fra veggen. Vist i fig. 6 fenomener oppstår relativt nær veggen. Det er ganske sannsynlig at den tidsgjennomsnittlige lokale hastigheten i denne regionen hovedsakelig avhenger av forholdene på et gitt punkt og dets umiddelbare nærhet og ikke avhenger vesentlig, for eksempel av avstanden til motsatt vegg av kanalen eller av formen av tverrsnittet. Derfor er mengdene som den tidsgjennomsnittlige hastigheten kan avhenge av og som kan måles i forsøket, avstanden fra veggen y, skjærspenning på veggen τ0, kinematisk viskositet ν, og tetthet ρ: u = f(y, τ0, ν, ρ). Ved hjelp av dimensjonsanalyse reduseres denne ligningen til følgende relasjon mellom dimensjonsløse grupper: u/(τ0/ρ)0.5 = f . (27) For å forkorte notasjonen, er dimensjonsløse grupper i ligning (27) betegnet som u+ og у+ (disse er henholdsvis dimensjonsløs hastighet og dimensjonsløs avstand fra veggen): u+ = u/uτ og y+ = y uτ/ν, hvor parameteren uτ = (τ0 /ρ)0,5 kalles noen ganger dynamisk hastighet, siden den har dimensjonen hastighet. Så har ligning (27) formen u+ = f (y+). (28) Hvis alle signifikante variabler ble tatt i betraktning, vil ligning (27) vise at når man måler hastighetsprofilen i en turbulent strømning i et bredt spekter av Reynolds-tall, bør de eksperimentelle dataene i u+, y+-koordinatene falle på en felles kurve. 36 Copyright OJSC Central Design Bureau BIBCOM & OOO Agency Kniga-Service For en ren laminær flyt kan det enkelt vises at ligning (27) faktisk er gyldig. Faktisk, i dette tilfellet bestemmes skjærspenningen på ethvert punkt i strømmen av Newtons ligning: τ = μ (du/dy) = ρν (du/dy), eller τ/ρ = ν (du/dy). (29) Det er kjent at ved en stabilisert gradientløs strømning endres tangentialspenningene lineært fra en viss verdi på veggen til null i den uforstyrrede strømningen. I nærveggområdet avviker imidlertid skjærspenningen litt fra spenningen τ0. Derfor, i denne regionen τ0 ≈ ρν (du/dy). Vi integrerer denne avhengigheten og reduserer den til en dimensjonsløs form: du = (τ0/ρν) dy; u = (τ0/ρν) y + С; u/(τ0/ρ)0.5 = + С. Hvis u = 0 for y = 0, så er C = 0 og vi får en enkel avhengighet u+ = y+. (30) For en turbulent strømning endres bare formen til funksjonen u+(y+). I en turbulent strømning overlappes hovedbevegelsen av en kaotisk pulserende bevegelse av individuelle deler av væsken. Derfor, for å lage en matematisk modell av turbulent bevegelse, er den vanligvis representert som summen av gjennomsnittlige og fluktuerende bevegelser: ui = u + ui′, (31) hvor u er gjennomsnittshastigheten i tid for et fast punkt i rommet; ui′ er den fluktuerende komponenten av hastigheten. Tidsintervallet er valgt så stort at den tidsgjennomsnittede verdien av den pulserende hastighetskomponenten vil være null ui′ = 0. Hastighetspulsasjoner forårsaker pulsasjoner i strømmen av trykk, tetthet, temperatur, konsentrasjon osv. Sammenhengen mellom pulsasjonskomponentene og de gjennomsnittlige verdiene av disse mengdene bestemmes av formler som ligner på uttrykk (31). Ved å erstatte de øyeblikkelige verdiene til parametrene definert av likhet (31) inn i likningene til system (9) - (12) og midlere dem, får vi et system med differensialligninger som beskriver den gjennomsnittlige stasjonære turbulente strømmen til en væske. Ved å utføre en komparativ evaluering av verdiene til begrepene som er inkludert i det resulterende systemet med differensialligninger og holde de største leddene i samme rekkefølge i dem, oppnår vi, som i tilfellet med et laminært grenselag, følgende system med ligninger for et plan stasjonært turbulent grenselag: kontinuitetsligningen ∂ ∂ (ρu ) + (ρv) = 0; ∂x ∂y (32) bevegelsesligninger ρu ∂u ∂u ∂P ∂ ∂u + ρv =− + (μ − ρu"v"), ∂x ∂y ∂x ∂y ∂y (3P ∂y) ∂ y=0; energiligning ρu ∂x ∂y ∂x ∂y ⎝ ∂y ⎝ ∂y ⎠ ⎠ (34) at ytterligere turbulente friksjonsspenninger oppstår i det turbulente grensesjiktet τ t = − ρu ′ 5)′ (p 5)′" ρu ′ 5)" q" , (36) og varmestrøm kalt Reynolds. Disse turbulente transportkomponentene kan ikke bestemmes ved å løse likningssystemet (32) - (34) og grensebetingelsene som er satt opp for gjennomsnittsverdiene til mengdene. Integralligningene for bevegelse og energi til et turbulent grenselag er utledet fra ligningene (32) - (34) på nøyaktig samme måte som i tilfellet med et laminært grenselag, og har samme form (14) - (15) . For et turbulent grensesjikt kan imidlertid ikke friksjons- og varmeoverføringslovene oppnås analytisk ved å løse systemet med differensialligninger (32) - (34), siden dette systemet ikke er lukket. Derfor, for å løse integralligningene (14) og (15), er det nødvendig å bruke enten de empiriske lovene for friksjon og varmeoverføring oppnådd på grunnlag av en analyse av tilgjengelige eksperimentelle data, eller lovene oppnådd ved bruk av semi-empiriske teorier om turbulens. Semi-empiriske teorier om turbulens innebærer bruk av hypoteser som relaterer den turbulente friksjonsspenningen og varmestrømmen med parameterne til middelstrømmen, noe som gjør det mulig å lukke ligningssystemet til det turbulente grenselaget (32) - (34). Hypotesen foreslått av Prandtl viste seg å være den mest effektive for å beregne turbulente strømninger i grensesjiktet. Han foreslo at hastighetspulseringen normal til strømlinjene for gjennomsnittlig bevegelse er av samme størrelsesorden som den langsgående hastighetspulsasjonen og er proporsjonal med forskjellen i hastigheter mellom væskelagene: u" ≈ v" ≈ l ∂u. ∂y (37) Det bør forventes at i området umiddelbart ved siden av veggen, er likning (30) også gyldig for turbulent strømning. Den generelle karakteren til den turbulente hastighetsprofilen i området langt fra veggen kan bestemmes ved å bruke Prandtl-blandingsbaneteorien. Til tross for at denne teorien er basert på en ganske grov modell av turbulent momentumutveksling, kaster den fortsatt litt lys over den faktiske naturen til transport i turbulente strømmer. Det finnes andre teorier om turbulent transport, men vi vil bruke Prandtl-teorien, siden den kan brukes på den mest analytiske måten for å få den logaritmiske hastighetsprofilen eksperimentelt observert i nesten alle turbulente grenselag. La oss anta at en væskepartikkel δm som beveger seg i x-retningen med en gjennomsnittshastighet u, på grunn av pulsasjonskomponenten til hastigheten v" har tilbakelagt en avstand l i y-retningen (fig. 7). Siden det er en hastighetsgradient i y-retningen, gjennomsnittshastigheten 7. Modellen av prosessen med turbulent utveksling av momentum i den nye posisjonen er lik u + δu Anta nå at partikkelen δm på banen l ikke øker eller mister momentum, og etter den har tilbakelagt hele avstanden l, er det en fullstendig utveksling av momentum av viskøse interaksjonspartikler med den omgivende væsken Vi vil kalle avstanden l for blandebanen. For å tilfredsstille kontinuitetsligningen må det andre elementet i væsken åpenbart bevege seg i motsatt retning. Det er denne bevegelsen av elementene i væsken i retningen på tvers av hovedstrømmen som bestemmer mekanismen for turbulent overføring av momentum, varme og materie. Momentumet som bæres av en væskepartikkel med masse δm i x retning er lik δmδu.Hvis prosessen vepsen strømmer i tid δθ, momentumoverføringshastigheten er δmδu / δθ. Derfor, i henhold til momentumteoremet, er den tangentielle friksjonskraften som virker mellom væskelagene F= δm δu. δθ Hvis arealet som denne kraften virker på er lik A, så er den turbulente skjærspenningen τ= F 1 δm = δu. A A δθ Hvis l er liten, så δu ≈ l (du dy). Parameteren (δm/δθ) er massestrømningshastigheten til væsken. I henhold til kontinuitetsligningen (1/А)(δm/δθ) = |v′| ρ, hvor |v′| er den tilsvarende gjennomsnittlige pulserende hastighetskomponenten i positiv retning av y-aksen. Ved å erstatte denne avhengigheten i ligningen for τ, får vi etter transformasjoner τ/ρ = |v′| δu = (l |v′|)du/dy. (38) Merk at denne ligningen er skrevet i samme form som ligning (29) for skjærspenning i laminær strømning. La oss bestemme den kinematiske turbulente viskositeten νт i henhold til forholdet τ/ρ = νт (du/dy). (39) Kinematisk turbulent momentumoverføring νт er en turbulent analog av kinematisk viskositet ν som karakteriserer molekylær momentumoverføring. Begge mengder har samme dimensjon. En viktig forskjell mellom disse mengdene er imidlertid at νt ikke er en fysisk konstant for væsken, men avhenger av den fluktuerende hastighetskomponenten og lengden på blandebanen, dvs. av graden og skalaen av turbulens. Hvis bare molekylær momentumoverføring skjer i nærveggområdet, bør ligning (29) brukes for å beregne skjærspenningen. Men for alle strømningspunkter tilstrekkelig fjernt fra veggen, i henhold til den betraktede modellen for turbulent momentumutveksling, er ligning (39) gyldig. Det må selvsagt også være en mellomregion der både molekylær og turbulent momentumoverføring skjer samtidig. I dette tilfellet bør den totale skjærspenningen være lik summen av spenningene bestemt av ligningene (29) og (39): τ/ρ = (ν + νt) (du/dy). (40) Hastighetsprofilen i en turbulent strømning kan bestemmes hvis det gjøres noen antakelser angående lengden på blandebanen l og modulen til den fluktuerende hastighetskomponenten |v′|. Ved å bruke sin antagelse (37), skrev Prandtl den tverrgående hastighetsfluktuasjonen som |v′| = K1 |u′| og kom på grunnlag av likhetsbetraktninger til den konklusjon at |u′| = K2 δu = K2ldu/dy. Etter å ha inkludert alle konstantene i den ukjente l, fikk han uttrykket τ/ρ = (l 2du/dy) (du/dy). (41) Da antok Prandtl at lengden på blandebanen l er direkte proporsjonal med avstanden fra veggen: l = k y. Så har ligning (41) formen 2 ⎛ du ⎞ τ = k 2 y2 ⎜ ⎟ . ρ ⎝ dy ⎠ I denne ligningen endres skjærspenningen τ fra maksimalverdien på veggen til null i strømningskjernen (ved en stabilisert strømning i et rundt rør, nær røraksen). I området ikke for langt fra veggen, hvor hovedhastighetsendringen skjer, avviker verdien av τ lite fra verdien på veggen τ0. Da er det omtrent mulig å skrive ned 42 Copyright OJSC “Central Design Bureau “BIBCOM” & LLC “Agency Kniga-Service” 2 ⎛ du ⎞ τ0 = k 2 y2 ⎜ ⎟ ; ρ ⎝ dy ⎠ du 1 τ0 = . dy ky ρ Ved å introdusere u+ og y+ har vi du + 1 = +. + dy ky Ved å integrere denne ligningen får vi følgende uttrykk for hastighetsfordelingen: u+ = 1 ln y + + C. k (42) Den logaritmiske avhengigheten til u+ på y+ (42) ble også oppnådd av andre forskere, men de stolte på litt andre forutsetninger. Således, hvis hovedantakelsene til den betraktede modellen for turbulent momentumoverføring er gyldige, kan det forventes at de målte turbulente hastighetsprofilene i u+, y+-koordinatene danner en enkelt universell kurve, som er logaritmisk i det meste av strømningstverrsnittet og nærmer seg lineær i nærveggområdet. Lignende avhengigheter har faktisk blitt etablert eksperimentelt. På fig. Figur 8 viser et trelagsskjema som tilnærmer tallrike eksperimentelle data (som ikke er vist i figuren). Eksperimentelle data innhentet for strømninger i runde rør og i turbulente grensesjikt på ytre overflater av legemer gir lignende resultater. Ved svært små verdier av y+ tilsvarer avhengigheten u+(y+) ligning (30), mens den ved y+ > 25...30 er godt tilnærmet av ligning (42). Husk at ligning (42) ble oppnådd under forutsetning av en konstant skjærspenning og det kan ikke forventes at den vil være gyldig for området nær røraksen (eller i det ytre området av den turbulente grensen Fig. 8. Logaritmisk hastighetsprofil i et turbulent grensesjikt med en ekstern strømning rundt), hvor skjærspenningen har en tendens til null. Noe uventet er derfor det gode samsvaret mellom de målte hastighetsprofilene og den logaritmiske over hele tverrsnittet frem til røraksen. Moderne ideer om strukturen til et turbulent grenselag er basert på dets inndeling i regioner som skiller seg fra hverandre i væskestrømmens natur. I umiddelbar nærhet av veggen er det et område av et viskøst underlag med en tykkelse på omtrent 1% av den totale tykkelsen av grenselaget, der prosessene med molekylær overføring spiller hovedrollen. Det tyktflytende underlaget er atskilt fra den fullt utviklede delen av det turbulente grenselaget med et overgangsområde, som opptar 2–3 % av tykkelsen på hele laget. I overgangsområdet til strømmen er den laminære friksjonsspenningen i forhold til den turbulente. I et fullt utviklet område av et turbulent grensesjikt er turbulent friksjon kritisk. Forskerne foreslo universelle turbulente hastighetsprofiler nær veggen i form av en, to eller tre algebraiske ligninger. Den mest brukte modellen er beskrevet med tre ligninger. I trelagsskjemaet ved y+< 5 опытные данные хорошо соответствуют уравнению (30). Эту область, где νт = 0, назвали ламинарным подслоем. При у+ >30 eksperimentelle data er i god overensstemmelse med den logaritmiske kurven, dvs. ligning (42), hvis vi antar at νt >> ν. Denne regionen har blitt kalt den turbulente kjernen. Området der påvirkningen av både νt og ν er betydelig ble kalt det mellomliggende (buffer) laget. Den komplette universelle hastighetsprofilen er beskrevet av følgende ligningssystem: y+< 5, u+ = у +; (43) 5 < у + < 30, u + = – 3,05 + 5,00 ln у +; (44) у + >30, u + = 5,2 + 2,5 ln y +. (45) I henhold til trelagsskjemaet er funksjonen νт ikke kontinuerlig og hastighetsprofilen u+ har brudd. Imidlertid viser denne modellen tydelig forskjellen mellom mekanismene for momentumoverføring i hver sone. Hvis skjærspenningsfordelingen er kjent eller postulert, er det ved å bruke ligning (40) lett å bestemme verdiene til νt i en hvilken som helst sone. Når man utvikler ulike metoder for å øke varmeoverføringen, er det svært viktig å vite i hvilken del av grenselaget de hydrodynamiske og termiske hovedmotstandene er konsentrert. Ifølge V.K. Blinkende er brøkdelen av termisk motstand til individuelle lag i et trelagsskjema med et turbulent strømningsregime i et rør ved Re ≥ 104: for et viskøst underlag (y+ = y uτ/ ν< 5) – 32,3 %; для переходного слоя (y+ = 5...30) – 52 %, для ядра потока – 15,7 %. При турбулентном течении даже в гладких каналах основная часть гидравлических потерь расходуется на порождение турбулентности, которая происходит как раз около стенки в зоне y+ < 50...60. Изучение структуры турбулентного потока и механизма переноса теплоты в нем показали, что в переносе теплоты существенную роль играют крупномасштабные пульсации, направленные из ядра потока к стенке как результат нелинейного взаимодействия ядра потока со стенкой. При этом происходит перенос крупных масс теплоносителя из ядра потока к стенке и об45 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» ратно, возрастает количество выбросов от стенки, стимулирующих порождение турбулентности. Однако крупные турбулентные пульсации возникают в зоне, где y+ >60 på grunn av kjølevæskeutslipp fra veggen inn i strømningskjernen. Videre bryter store hastighetspulsasjoner, alternerende med trykkpulsasjoner, opp i mindre og overfører energien deres til dem, som til slutt sprer seg inn i strømmens termiske energi. Siden eventuell ekstra strømningsturbulens er forbundet med ekstra energikostnader, er valg av sted og metode for ytterligere strømningsturbulens avgjørende for utviklingen av effektive metoder for varmeoverføringsintensivering. Derfor er det åpenbart at en slik intensiveringsmetode vil være den mest effektive, som vil gi ytterligere turbulisering av bare væskelag nær veggen under tilstanden y+ ≤ 30...60, uten å turbulisere strømningskjernen. Det kan forventes at nettopp en slik metode for varmeoverføringsintensivering vil gi en betydelig økning i St-tallet med en moderat økning i verdien av Cf, dvs. den vil sikre oppfyllelsen av ulikheten (St/St0) > Cf / Se 0). Lover om friksjon og varmeoverføring. I praktiske beregninger brukes ofte effektavhengigheten til fordelingen av hastigheter og temperaturer i grensesjiktet: u/u∞ = (y/δ)n, ΔT/ΔT∞ = (y/δт)n (fig. 9) den tilstrekkelig nøyaktige potensloven for friksjon (C f0 = B Re∗∗) −m (47) . I rekkevidden til Reynolds-tall 5 ⋅ 105< Reх < 107 экспериментальные данные дают значение n, равное 1/7, и закон трения в виде выражения (см. рис. 4, линия 2) (С f0 = B Re∗∗) −m = 0,0252 Re∗∗0,25 . (48) Подставляя (48) в уравнение (19) и интегрируя его, получим для рассматриваемых условий распределение коэффициента трения вдоль обтекаемой пластины С f0 = 0,0576 Re −x 0,2 . 46 (49) Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Рис. 9. Степенной профиль скорости в турбулентном пограничном слое Экспериментальные исследования показывают, что для многоатомных газов (где Pr ≈ 1) в рассматриваемых условиях хорошо выполняется аналогия Рейнольдса (13). Тогда, интегрируя уравнение (20) с учетом соотношений (13) и (49) и считая, что пограничный слой нарастает с переднего края пластины, получим закон теплообмена в виде 0,25 St 0 = 0,0126 Re∗∗− . т (50) Вводя поправочный множитель на число Прандтля согласно экспериментальным данным, окончательно получим (см. рис. 5, линия 2) −0,25 St 0 = 0,0126 Re** Pr −0,75 . т (51) ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ 1. Основные требования к выполнению курсовой научно-исследовательской работы Одним из основных требований к курсовой научно-исследовательской работе (КНИР) является комплексность, т. е. взаимосвязанность расчетно-теоретической, исследовательской и экспериментальной задач. 47 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» В основу данной КНИР положены результаты фундаментальных исследований структуры пограничных слоев, включая средние, пульсационные и корреляционные характеристики как динамического, так и теплового пограничных слоев при различных граничных условиях. Эти исследования способствовали более глубокому пониманию механизма обменных процессов, происходящих в пограничном слое. Объектом данной КНИР является структура пограничного слоя, развивающегося на плоской пластине при различных гидродинамических и тепловых граничных условиях при ламинарном и турбулентном режимах течения потока, а целью является углубленная проработка различных методов интенсификации конвективного теплообмена. Основные исходные данные для выполнения КНИР и объем работы указываются в задании к КНИР, в котором четко формулируется название темы КНИР, исходные данные и параметры, подлежащие численному и экспериментальному определению. Задание, оформленное на специальном бланке, подписывается и выдается руководителем курсовой работы. Студент, получивший задание, расписывается в получении и указывает дату получения задания. Подписанное задание вставляется в расчетно-пояснительную записку. Образец задания к КНИР приведен в приложении 1. Организационно работа состоит из следующих частей: а) теоретическое исследование методов интенсификации конвективного теплообмена; б) экспериментальное исследование гидродинамики и теплообмена в пограничном слое при безградиентном обтекании пластины; в) экспериментальное исследование гидродинамики и теплообмена в пограничном слое при наличии заданного метода интенсификации теплообмена; г) обработка полученных результатов с использованием вычислительной техники и вручную; д) анализ полученных результатов и оформление расчетнопояснительной записки. Каждый студент получает в индивидуальном задании скорость внешнего потока uω и тепловой поток Q. В задании к экспериментальной части указано, в каких сечениях и какие параметры измеряются, каковы используемые методы определения отдельных параметров. 48 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» В качестве дополнительных указаний по выполнению КНИР может быть задана специальная часть по углубленной проработке какого-либо метода интенсификации конвективного теплообмена. Данная КНИР имеет следующие задачи: 1. Освоить классические методы экспериментальной диагностики динамических и тепловых пограничных слоев, что позволит определить области воздействия на поток с целью интенсификации обменных процессов в пограничном слое. 2. Получить навыки проведения научно-исследовательской работы (НИР): постановки задачи НИР, планирования и выполнения НИР. 3. Провести теоретическое и экспериментальное исследование структуры пограничного слоя как в стандартных условиях, так и при использовании какого-либо метода интенсификации процесса теплообмена. Таким образом, основной целью курсовой работы является подготовка выпускников кафедры «Теплофизика» к самостоятельному планированию, проведению, анализу научных исследований и составлению научной документации. 2. Экспериментальное исследование и обработка эксперимента Каждый студент под наблюдением преподавателя проводит экспериментальное исследование, но перед этим он должен изучить установку, порядок работы на ней, технику безопасности и ознакомиться с классическими методами диагностики пограничного слоя (измерение скорости, температуры, плотности теплового потока, поверхностного трения и т. п.) . Экспериментальная установка. Экспериментальная часть исследования проводится на малой дозвуковой низкотурбулентной аэродинамической трубе открытого типа, работающей по принципу всасывания (рис. 10). Сопло прямоугольного сечения спрофилировано по формуле Витошинского и имеет семикратное поджатие, обеспечивающее пространственно-равномерное поле скоростей и низкую степень турбулентности (ε = 0,002) в ядре потока на входе в рабочий участок. Для разрушения крупномасштабной вихревой структуры всасываемого воздуха и формирования равномерного поля скорости на входе в сопло, в коллекторе устанавливается хонейкомб, представ49 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» ляющий собой сотовую конструкцию с размером ячейки 10×10 мм и длиной 100 мм. Низкая степень турбулентности в ядре потока обеспечивается также при помощи ряда сеток, установленных между хонейкомбом Рис. 10. Аэродинамическая труба: 1 – обтекатель; 2 – фильтр; 3 – хонейкомб; 4 – сетки; 5 – нагреваемая пластина; 6 – ЛАТР; 7 – ваттметр; 8 – манометр; 9 – ампервольтомметр; 10 – сопло; 11 – измерительный зонд; 12 – микровинт; 13 – крышка; 14 – диффузор; 15 – эластичное соединение; 16 – вентилятор; 17 – электродвигатель и соплом. Сетки изготовлены со стороной ячейки 2×2 мм из проволоки диаметром 0,35 мм. На входе в аэродинамическую трубу установлен пылезадерживающий фильтр со стороной ячейки 0,05×0,05 мм, изготовленный из медной проволоки диаметром 0,05 мм. Рабочая часть аэродинамической трубы представляет собой параллелепипед размером 80 × 300 × 1100 мм. Такая форма рабочего участка обеспечивает получение двумерного пограничного слоя на исследуемой поверхности нагреваемой пластины, которая является нижней съемной стенкой рабочего участка. Кроме того, в нижней стенке рабочей части размещена нагревательная панель, позволяющая нагревать исследуемый образец по законам qст = = const и Tст = const. Схема рабочей части экспериментального стенда показана на рис. 11. 50 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Пластина изготовлена из стеклопластика толщиной 15 мм. По всей поверхности пластины 5, обращенной к потоку, методом го- Рис. 11. Сечение пластины: 1 – электроизоляция; 2 – медная пластина; 3 – электроизоляция; 4 – нагревательный элемент; 5 – стеклопластик рячего прессования нанесен токопроводящий слой 4, представляющий собой стеклоткань, пропитанную порошком графита и прокатанную на валках до толщины 0,4 мм. На нагреватель через тонкий слой электроизоляции 3 уложена медная пластина 2 толщиной 2 мм, которая обеспечивает подвод тепла по закону Тст = = const. Поверхность медной пластины покрыта тонким слоем электроизоляционного лака 1. Подводимая к электронагревателю пластины мощность регулируется с помощью лабораторного автотрансформатора и контролируется ваттметром. Конструкция аэродинамической трубы позволяет получить на входе в рабочую часть аэродинамической трубы плоский профиль скорости (с неоднородностью менее 5 %), формирующий низкотурбулентный изотропный поток, а используемый вентилятор позволяет получать скорость в ядре потока до 20 м/с. Регулирование скорости достигается установкой дополнительного гидравлического сопротивления на выходе из вентилятора. Расположенные на верхней стенке аэродинамической трубы три окна позволяют проводить диагностику течения датчиками различных типов в сечениях пограничного слоя на расстояниях примерно 250, 600 и 900 мм от начала исследуемого образца (пластины). К рабочему участку жестко крепится диффузор. Небольшой угол раскрытия диффузора (около 5о) обеспечивает безотрывное 51 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» торможение потока перед входом в вентилятор. Эластичное соединение диффузора с переходником вентилятора исключает передачу вибраций от вентилятора к рабочей части. О среднем течении в пограничном слое можно судить по распределению скоростей, а о теплопереносе – по профилям температуры. Совместное измерение распределения скоростей и температур в потоке жидкости или газа дает возможность количественно проанализировать и сопоставить теплообмен в различных областях пограничного слоя, включая вязкий подслой при турбулентном течении. С этой целью необходимо очень тщательно провести измерения профилей скорости и температуры вблизи стенки. Такие измерения профилей дают основу для количественного анализа. Распределение средних скоростей и температур в сечениях пограничного слоя фиксируются с помощью специально сконструированного пневмозонда типа Пито–Прандтля (рис. 12), совмещен- Рис. 12. Конструкция измерительного зонда: 1 – микронасадок Пито–Прандтля; 2 – микровинт; 3 – измерительный комплекс ИКД-0,016Дф; 4 – датчики температуры; 5 – рабочий элемент 52 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» ного с микротермопарой. Используемый микронасадок позволяет измерять осредненные значения скорости и температуры, начиная с расстояния 0,2 мм от поверхности. Система перемещения микрозонда, представляющая собой прецизионный микровинт, обеспечивает точность фиксации микронасадка над обтекаемой поверхностью около 0,05 мм. Показания ЭДС термопары регистрируются цифровым ампервольтомметром Ф-30, а перепад давлений (полного и статического) в трубке Пито измеряется интегральным комплексом давлений (ИКД-0,016Дф) и регистрируется цифровым ампервольтомметром Ф-30. Методика проведения эксперимента. Перед началом работы необходимо ознакомиться с руководством к работе, в том числе с правилами техники безопасности (приложение 2), теорией ошибок и методикой теплотехнических измерений . Эксперимент проводится при заданном скоростном режиме. Требуется исследовать динамические и тепловые характеристики пограничного слоя при ламинарном и турбулентном режимах течения. При проведении опытов необходимо соблюдать определенную последовательность операций. 1. Провести тарировку датчика давлений ИКД-0,016Дф с использованием микроманометра МКВ-250 (микроманометр жидкостной компенсационный с микрометрическим винтом, класс точности 0,02) и построить тарировочную зависимость скорости потока от электрического сигнала u = f(e), предварительно определив скорость по перепаду давлений, определенному с использованием микроманометра МКВ-250: u= 2Δhg ρж 2ΔP = = 4,03 2Δ h, ρ ρ где ΔР – разность полного и статического давлений в точке замера, Н/м2; ρ – плотность воздуха, кг/м3; ρж – плотность жидкости в манометре, кг/м3 ; g – ускорение свободного падения, м/с2; Δh – разность уровней жидкости в манометре, м; 2. Установить координатное устройство в первое окно (х = = 0,255 м) на верхней стенке рабочего участка. 3. Включить электродвигатель вентилятора и установить с помощью сеток, расположенных на выходе вентилятора, нужный режим работы аэродинамической трубы (заданную скорость потока). 53 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» 4. Нагреть тепловую пластину. Для этого через автотрансформатор на нагревательный элемент подается электропитание заданной мощности, контроль осуществляется по показанию ваттметра. Стационарный режим работы устанавливается примерно через час, что фиксируется по постоянству температуры нагреваемой поверхности во времени. 5. После выхода установки на стационарный режим работы производятся замеры всех параметров динамического и теплового пограничных слоев за один проход микрозонда (перепада давлений на трубке Пито и термоЭДС на термопаре насадка). Для этого с помощью микрозонда подвести микронасадок к поверхности рабочей пластины до касания с ней. В этом положении микронасадка центр приемного отверстия трубки полного напора и термопара находятся на расстоянии y = 0,2 мм от поверхности пластины. В этом положении необходимо записать показания на шкале микровинта и дальнейший отсчет расстояния вести от этого значения. В журнале наблюдений (готовится заранее или выдается на кафедре) указываются рекомендуемые значения расстояний, на которых производятся замеры перепада давлений и ЭДС термопары. Замеры давления в каждой точке необходимо производить через 20…30 с после установки микрозонда, так как он обладает определенной инерционностью из-за малости диаметров приемных отверстий микронасадка и значительной длины трубок, соединяющих его с манометром. Результаты замеров заносят в журнал наблюдений. Аналогичным образом производят измерения в двух других сечениях аэродинамической трубы (во втором и третьем сечениях). Обработка результатов эксперимента. В результате обработки опытных данных определяются основные характеристики динамического и теплового пограничного слоя и проверяется справедливость законов трения (23) и (48) и теплообмена (26) и (51) в «стандартных» условиях при обтекании плоской пластины. Обработка результатов опыта производится в следующем порядке: 1. Определить скорость потока в точках замера по тарировочной зависимости. 2. Построить график u = f(y) изменения профиля скорости в пограничном слое. 3. Определить графически толщину динамического пограничного слоя δ как расстояние, на котором скорость потока u = 0,99 u∞. 4. Построить график u/u∞ = f(y/δ). 54 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» 5. Определить показатель степени n в зависимости u/u∞ = (y/δ)n и дать заключение по режиму течения. 6. Определить графически толщину вытеснения в случае ρ = const: δ∗ = ∞ ⎛ u ⎞ ∫ ⎜⎝1 − u∞ ⎟⎠ dy. 0 Для этого построить на миллиметровой бумаге график функции (1 – u/u∞) от y и подсчитать площадь под кривой. Толщина вытеснения δ∗ равна произведению величины этой площади на масштабы по осям абсцисс и ординат (см. рис. 2). Сравнить подсчитанную графически величину δ∗ = S My Mu с толщиной вытеснения, рассчитанной аналитически. 7. Определить графически толщину потери импульса δ∗∗ = ∞ ⎛ u ⎞ u ∫ ⎜⎝1 − u∞ ⎟⎠ u∞ dy. 0 Для этого построить на миллиметровой бумаге график функции (1 – u/u∞) (u/u∞) от y и подсчитать площадь под кривой. Толщина потери импульса δ∗∗ равна произведению этой площади на масштабы по осям абсцисс и ординат. Сравнить подсчитанную графически величину δ∗∗ с толщиной потери импульса, рассчитанной аналитически. 8. Определить формпараметр H = δ*/δ** и дать заключение по режиму течения. 9. Вычислить число Рейнольдса, построенное по толщине потери импульса: Re** = (u∞ δ∗∗)/ ν. 10. Определить напряжение трения на стенке τ0 двумя способами: – по наклону профиля скорости у стенки τ0 = μ (du/dy)y = 0; для этого на миллиметровой бумаге для области, характеризуемой значениями y = 0...0,50 мм, в крупном масштабе вычертить график 55 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» u = u(y); тогда (du/dy)y = 0 = Δu/Δy есть тангенс угла между кривой u(y) и осью y; – по методу Клаузера, который часто используется при исследовании турбулентного пограничного слоя . Используя выражение универсального закона для плоской стенки u+ = 5,75 lg y+ + 5,2, найти распределение скорости в логарифмической области турбулентного пограничного слоя: u = 5,75 uτ lg y + 5,75 uτ lg (uτ /ν) + 5,2 uτ. В полулогарифмических координатах u – lg y надо построить сетку кривых по данному уравнению для различных uτ (рис. 13). Рис. 13. Номограмма для определения динамической скорости На этот график наносят экспериментальный профиль скорости, определяют размеры логарифмической области и значения uτ в этой области. Затем определяют напряжение трения на стенке в исследуемом сечении по формуле τ0 = ρuτ2 . 56 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» 11. Определить локальное значение коэффициента трения по соотношению Сf = 2 τ0 / ρu∞2 . 12. Определить локальное значение коэффициента трения по приближенной формуле Сf = 2 δ**/ x. 13. Используя градуировочную таблицу (приложение 3), построить тарировочный график и определить значения ΔТ = Тст – Т в точках замера. 14. Построить график ΔТ = f (y) изменения температурного напора в пограничном слое. 15. Определить графически толщину теплового пограничного слоя δт как расстояние, на котором температурный напор ΔТ = = 0,99 ΔТ∞. 16. Построить график ΔT/ΔT∞ = f(y/δт). 17. Определить показатель степени n в зависимости ΔT/ΔT∞ = = (y/δт)n. 18. Определить температуру стенки Тст = Т∞ + ΔТ∞, где значение Т∞ определяется по показаниям термометра, расположенного в помещении лаборатории. 19. Определить графически толщину потери энергии ∞ δт** = u ⎛ T − Tст ⎞ ∫ u∞ ⎜⎝1 − T∞ − Tст ⎟⎠ dy. 0 Для этого построить на миллиметровой бумаге график функции (1 – ΔТ/ΔТ∞) (u/u∞) от y и подсчитать площадь под кривой (см. рис. 3). Толщина потери энергии δт** равна произведению этой площади на масштабы по осям абсцисс и ординат. Сравнить подсчитанную графически величину δт** с толщиной потери энергии, рассчитанной аналитически. 20. Вычислить число Рейнольдса, построенное по толщине потери энергии: Reт** = (u∞ δт**)/ ν. 57 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» 21. Определить плотность теплового потока на стенке: а) по наклону профиля температуры вблизи стенки (как в п. 10): qст = ⎮λ (dТ/dy)y = 0⎮ = λ (ΔT/Δy)ст; б) при qст = const по соотношению qст = k Qп/ A, где Qп – подведенная к пластине мощность, Вт; A = 0,3 м2 – площадь поверхности нагреваемой пластины, обращенной к потоку; k = 0,7 – коэффициент, учитывающий потери тепла на элементы конструкции аэродинамической трубы. 22. Определить в турбулентном пограничном слое плотность теплового потока на стенке, используя косвенный метод его определения по логарифмической части профиля температуры. 24. Вычислить число Стантона St = qст / (Cp ρ ΔТ∞ u∞). 25. По экспериментально полученным данным построить графики (см. рис. 8): u+ = f(y+). Все экспериментально полученные результаты сравнить с определенными численно и известными законами гидродинамики и теплообмена (рис. 14): Сf = f(Re**); St = f(Reт**). 26. Провести анализ исследований, дать оценку полученных результатов и сделать выводы. Теплофизические свойства воздуха даны в приложении 4. В заключительной части работы проводится сравнение и анализ экспериментально полученных локальных коэффициентов трения и чисел Стантона с известными законами трения и теплообмена при безградиентном обтекании гладкой поверхности неизотермичным потоком. Результаты обработки экспериментальных данных и расчета свести в таблицы, желательно по гидродинамике и теплообмену раздельно. 58 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Рис. 14. Законы трения и теплообмена в пограничном слое на плоской пластине Расчетно-пояснительная записка. Она должна содержать: – титульный лист (оформляется на бланке установленного в МГТУ им. Н.Э. Баумана образца); – задание; – введение; – результаты обработки экспериментальных исследований и сравнение их с результатами расчета; – описание графического метода определения интегральных характеристик пограничного слоя (исполняется на одном листе формата А4); – графическое сравнение рассчитанных и экспериментально определенных профилей скорости, температуры, коэффициентов трения и плотностей теплового потока, а также сравнение их с известными законами гидродинамики и теплообмена. Графики должны быть предельно четки, ясны и компактны; – спецчасть (например, анализ одного из методов интенсификации конвективного теплообмена); – заключение; – список использованной литературы; – оглавление. 59 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Объем записки – 20–25 листов формата А4. Записка должна быть вшита в обложку или в скоросшиватель. Графики выполняют на миллиметровой бумаге стандартного формата и вшивают в записку. В расчетно-пояснительной записке помещают все материалы, связанные с теоретическим и экспериментальным исследованием гидродинамики и теплообмена при внешнем обтекании потоком пластины. Она должна включать краткое описание аэродинамической трубы, описание метода интенсификации теплоотдачи, исследовательскую теоретическую и исследовательскую экспериментальную части. Во введении должны быть оговорены актуальность работы, цель и задачи исследования. Материал в записке целесообразно излагать кратко и логически последовательно. Общеизвестные формулы, по которым производится расчет той или иной зависимости или параметра, должны приводиться в пояснительной записке без выводов. Формулы же, полученные самим студентом, даются с последовательными выводами и рассуждениями. Изложение материала в пояснительной записке должно сопровождаться необходимыми схемами и графиками. В заключении должны быть даны выводы по работе и оценка результатов теоретического и экспериментального исследований. Во всех случаях, когда используются какие-либо справочные данные, например по теплофизическим свойствам, используемым при расчете критериев подобия, необходимо в тексте давать ссылку на литературу, из которой они взяты. В квадратных скобках указывается порядковый номер источника по списку литературы и номер страницы. Пояснительную записку нужно писать лаконично, применяя четкие и ясные формулировки, не допускающие нескольких толкований. Результаты однотипных расчетов следует сводить в таблицу. Параметры гидродинамического и теплового пограничных слоев (профили скоростей и температур, интегральные характеристики, коэффициенты трения и плотности тепловых потоков), полученные при аналитическом расчете, необходимо сравнить с экспериментально полученными данными и с известными законами и данными, проанализировать полученные результаты и сделать выводы по ним. 60 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» При проведении аналитических расчетов можно пользоваться работами , при обработке экспериментальных данных – работами . КНИР перед сдачей должна быть подписана студентом. Если КНИР удовлетворяет предъявляемым требованиям, студент допускается к защите. Защита КНИР является завершающим этапом ее выполнения. Защита призвана научить студента всестороннему обоснованию предложенных им решений научных и инженерных задач. Готовясь к защите КНИР, студент должен продумать и написать доклад на 8…10 мин. Защита состоит из короткого доклада студента и ответов на вопросы преподавателей – членов комиссии. Студент должен дать все объяснения по существу работы. Для составления доклада могут быть использованы целиком или частично введение и заключение расчетно-пояснительной записки. В основной части доклада следует описать исследование, проведенное студентом, выводы по нему, кратко изложить суть разработанной (используемой) расчетной модели, а также методику и результаты экспериментального исследования. Весь доклад иллюстрируется чертежами, схемами, графиками, таблицами и ссылками на результаты расчета. По результатам защиты комиссия рекомендует лучшие КНИР к участию в конкурсе. 61 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Приложение 1 Московский государственный технический университет имени Н.Э. Баумана Факультет Э Кафедра Э-6 ЗАДАНИЕ на курсовую научно-исследовательскую работу (КНИР) по курсу «Методы интенсификации теплообмена» Студент Иванов М.С. (фамилия, инициалы) Э6 – 111 (индекс группы) Руководитель Петров В.Н. (фамилия, инициалы) Срок выполнения курсовой работы по графику: 20 % – к 8-й нед., 40 % – к 10-й нед., 60 % – к 12-й нед., 80 % – к 14-й нед., 100 % – к 16-й нед. Защита КНИР 17-я неделя. I. Тема КНИР. Интенсификация теплообмена при вынужденной конвекции – экспериментальное исследование структуры турбулентного пограничного слоя. II. Техническое задание. 1. Экспериментальное исследование гидродинамики и теплообмена в турбулентном пограничном слое на плоской пластине при: u∞ = … м/с; Q = … Вт. 2. Экспериментальное исследование гидродинамики и теплообмена в турбулентном пограничном слое на плоской пластине при наличии турбулизатора (d = … мм): u∞ = … м/с; Q = … Вт. III. Объем и содержание КНИР (проведение эксперимента, обработка полученных результатов, определение средних и инте62 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» гральных характеристик исследуемого пограничного слоя и их графическое представление (сечение 3), расчетно-пояснительная записка 20 – 25 листов формата А4): 1. Обзор существующих МИТ (вынужденной конвекции) ....10 %. 2. Экспериментальное исследование гидродинамики и теплообмена в турбулентном пограничном слое при безградиентном обтекании пластины и при наличии турбулизатора: u∞ = … м/с; Q = =… Вт; турбулизатор: d = … мм, α = … ................................... 25 %. 3. Обработка результатов и определение средних и интегральных характеристик исследуемого пограничного слоя и графическое их представление................................................................. 55 %. 4. Расчетно-пояснительная записка...................................... 10 %. 63 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Приложение 2 ПАМЯТКА ПО ТЕХНИКЕ БЕЗОПАСНОСТИ ПРИ РАБОТЕ НА АЭРОДИНАМИЧЕСКОЙ ТРУБЕ Эксперименты должны проводиться лишь после ознакомления студентов с устройством стенда, усвоения ими методики выполнения экспериментальных исследований и изучения настоящей памятки. Перед началом работы студенты должны пройти инструктаж по технике безопасности и расписаться в журнале. Электропитание экспериментальной установки осуществляется от сети переменного тока напряжением 380 В через электрораспределительный щит типа ЩЭ. Включение стенда осуществляется установкой вилки в розетку и включением рубильника. Все металлические конструктивные части установки, которые могут оказаться под напряжением вследствие нарушения изоляции, должны быть заземлены, электроаппаратура и токоведущие части – изолированы и укрыты в корпусе установки. Категорически запрещается открывать панель щита и защитный корпус магнитного пускателя электродвигателя вентилятора при подключенной к электросети установке. Включение электропитания стенда, электродвигателя вентилятора, а также цифровых электроизмерительных приборов осуществляет учебный мастер или преподаватель. В процессе проведения эксперимента необходимо постоянно следить за работой установки и при обнаружении неисправностей немедленно ставить в известность об этом преподавателя или учебного мастера. 64 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Приложение 3 Градуировочная таблица хромель-алюмелевой термопары ТемпеТемпеТемпеТемпеТемпеЭДС, ЭДС, ЭДС, ЭДС, ЭДС, ратура, ратура, ратура, ратура, ратура, мВ мВ мВ мВ мВ °C °C °C °C °C 0 0 15 0,60 30 1,20 45 1,82 60 2,43 1 0,04 16 0,64 31 1,24 46 1,86 61 2,47 2 0,08 17 0,68 32 1,28 47 1,90 62 2,51 3 0,12 18 0,72 33 1,32 48 1,94 63 2,56 4 0,16 19 0,76 34 1,36 49 1,98 64 2,60 5 0,20 20 0,80 35 1,41 50 2,02 65 2,64 6 0,24 21 0,84 36 1,45 51 2,06 66 2,68 7 0,28 22 0,88 37 1,49 52 2,10 67 2,72 8 0,32 23 0,92 38 1,53 53 2,14 68 2,77 9 0,36 24 0,96 39 1,57 54 2,18 69 2,81 10 0,40 25 1,00 40 1,61 55 2,23 70 2,85 11 0,44 26 1,04 41 1,65 56 2,27 71 2,89 12 0,48 27 1,08 42 1,69 57 2,31 72 2,93 13 0,52 28 1,12 43 1,73 58 2,35 73 2,97 14 0,56 29 1,16 44 1,77 59 2,39 74 3,01 65 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» Приложение 4 Теплофизические параметры воздуха 250 ρ, кг/м3 1,390 Ср, кДж/(кг⋅K) 1,006 λ⋅103, Вт/(м⋅K) 22,1 α⋅106, м2/c 15,80 μ⋅107, Н⋅с/м2 159,6 ν⋅106, м2/с 11,40 0,72 260 1,340 1,006 22,9 16,98 164,6 12,28 0,72 270 1,290 1,006 23,8 18,36 169,6 13,10 0,71 280 1,240 1,006 24,6 19,72 174,6 14,00 0,71 290 1,200 1,006 25,4 21,04 . 179,6 14,95 0,71 300 1,160 1,007 26,2 22,43 184,6 15,90 0,70 310 1,120 1,007 26,9 23,85 189,6 16,87 0,70 320 1,090 1,007 27,7 25,24 194,5 17,90 0,70 330 1,060 1,008 28,5 26,67 199,2 18,90 0,70 340 1,020 1,009 29,2 28,37 203,8 19,90 0,70 350 0,995 1,009 30,0 29,88 208,2 2С,90 0,70 375 0,928 1,012 31,9 33,95 219,2 23,60 0,69 400 0,870 1,014 33,3 38,31 230,1 26,40 0,69 425 0,820 1,017 35,5 42,57 240,4 29,30 0,69 450 0,770 1,021 37,3 47,45 250,7 32,40 0,68 475 0,730 1,025 39,1 52,25 261,1 35,60 0,68 Т, К 66 Рr Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1. Теория тепломассообмена / Под ред. А.И. Леонтьева. М.: Изд-во МГТУ им. Н.Э. Баумана, 1997. 684 с. 2. Шлихтинг Г. Теория пограничного слоя: Пер с нем. М.: Наука, 1974. 712 с. 3. Коваленко Л.М., Глушков В.К. Теплообмен с интенсификацией теплоотдачи. М.; Л.: Энергия. 1996. 184 с. 4. Берглс А. Интенсификация теплообмена: Пер. с англ. //Теплообмен. Достижения. Проблемы. Перспективы. М.: Мир, 1981. С. 145–192. 5. Калинин Э.К., Дрейцер Г.А., Ярхо С.А. Интенсификация теплообмена в каналах. М.: Машиностроение, 1990. 206 с. 6. Интенсификация теплообмена: Темат. сб. / Под ред. А.А. Жукаускаса, Э.К. Калинина. Вильнюс: Мокслас, 1988. 188 с. (Успехи теплопередачи. 2). 7. Мигай В.К. Повышение эффективности теплообменников. Л.: Энергия. Ленингр. отд-ние, 1980. 144 с. 8. Гухман А.А. Интенсификация конвективного теплообмена и проблема сравнительной оценки теплообменных поверхностей // Теплотехника. 1977. № 4. С. 5–8. 9. Мигай В.К. Моделирование теплообменного оборудования. Л.: Энергия. Ленинград. отд-ние, 1987. 264 с. 10. Мигай В.К., Быстров П.Г. Интенсификация теплообмена в волнистых трубах // Теплоэнергетика. 1976. № 11. С. 74–76. 11. Интенсификация теплообмена в круглых трубах / В.К. Мигай, Л.П. Сафонов, В.А. Зайцев и др. // Теплообмен: Минский международ. форум. 24–27 мая 1988 г. Секция «Конвективный, радиационный и комбинированный теплообмен»: Проблем. докл. Минск, 1988. С. 142–152. 12. Афанасьев В.Н., Леонтьев А.И., Чудновский Я.П. Теплообмен и трение на поверхностях, профилированных сферическими углублениями. М.: МГТУ им. Н.Э. Баумана, 1990. 118 с. (Препр. МГТУ им. Н.Э. Баумана № 1-90). 13. Гидродинамика и теплообмен при обтекании одиночных углублений на исходно гладкой поверхности / В.Н. Афанасьев, А.И. Леонтьев, Я.П. Чудновский и др. М.: МГТУ им. Н.Э. Баумана, 1991. 140 с. (Препр. МГТУ им. Н.Э. Баумана № 2-91). 14. Афанасьев В.Н., Чудновский Я.П. Теплообмен и трение при безотрывном обтекании сферических углублений турбулентным потоком воздуха // Вестн. МГТУ им Н.Э. Баумана. Сер. «Машиностроение». 1991. № 64. С. 15–25. 67 Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис» 15. Антуфьев В.М. Эффективность различных форм конвективных поверхностей нагрева. М. Л.: Энергия, 1966. 184 с. 16. Шишов Е.В. Методы пограничного слоя в проблемах конвективного теплообмена. М.: МВТУ им. Н.Э. Баумана, 1973. 160 с. 17. Горлин С.М., Слезингер И.И. Аэромеханические измерения. Методы и приборы. М.: Наука, 1964. 720 с. 18. Эстеркин Р.И., Иссерлин А.С., Певзнер М.И. Теплотехнические измерения при сжигании газового и жидкого топлива. Л.: Недра. 1981. 424 с. 19. Шенк Х. Теория инженерного эксперимента. М.: Мир, 1972. 381 с. 20. Новицкий П.В., Зограф И.А. Оценка погрешностей результатов измерений. Л.: Энергоиздат, 1985. 248 с. 21. Экспериментальное исследование турбулентного пограничного слоя на плоской пластине с нулевым градиентом давления и постоянным тепловым потоком / Е.В. Шишов, В.П. Югов, В.Н. Афанасьев и др. // Тр. МВТУ им. Н.Э. Баумана. 1976. №. 222. С. 121–129. 22. Методические указания по выполнению лабораторных работ по курсу «Теория теплообмена» / В.Н. Афанасьев, В.М. Белов, А.И. Кожинов, П.С. Роганов. М.: МВТУ им. Н. Э. Баумана. 1982. 40 с. 23. Клаузер Ф. Турбулентный пограничный слой: Пер с нем. // Проблемы механики. 1959. № 2. С. 297–340. 24. Репик Е.У., Тарасова В.Н. Измерение силы трения в пограничном слое при малых и умеренных числах Рейнольдса // Тр. ЦАГИ. Вып. 1218. 1970. 35 с. ОГЛАВЛЕНИЕ Введение........................................................................................................ Теоретическая часть..................................................................................... 1. Основные способы передачи теплоты............................................ 2. Интенсификация конвективного теплообмена.............................. 3. Аналитическое и экспериментальное исследование структуры пограничного слоя.............................................................................. Экспериментальная часть............................................................................ 1. Основные требования к выполнению курсовой научно-исследовательской работы......................................................................... 2. Экспериментальное исследование и обработка эксперимента......... Приложение 1 ............................................................................................... Приложение 2 ............................................................................................... Приложение 3 ............................................................................................... Приложение 4 ............................................................................................... Список литературы...................................................................................... 68 3 5 5 8 19 47 47 49 62 64 65 66 67
Onkel Vanya handlingen i stykket. "Onkel Ivan. Holdning til andres professor
Lille Tsakhes, med kallenavnet Zinnober
Maikov, Apollon Nikolaevich - kort biografi