книги из ГПНТБ / Календерьян В.А. Теплоотдача плотного движущегося слоя и методы ее интенсификации

(42—276). Граница тепловой стабилизации не установлена. Данные [1431 для трубчатых каналов, полученные на основании измерений температурного поля в слое при нестесненном движении, показали, что стабилизация локальных коэффициентов теплообмена наступает

тепловой стабилизации в кольцевых каналах с внутренним обогре­ вом (охлаждением) следует учитывать, что этот процесс завершает­ ся, когда толщина прогретой (охлажденной) зоны станет равной тол­

нием минимальное значение критерия Нуссельта уменьшается и для

л2 è t

прогретого слоя А = - ^ - с критерием Фурье для тела с цилиндри­

ческой полостью диаметром D определяется уравнением

(III.2)

Здесь принято параболическое распределение температур с показателем параболы л = 2 , что, согласно [34], обеспечивает ми­ нимальное (не более 2 — 3%) расхождение с точным решением. Применительно к нашим условиям уравнение (III.2) позволяет для

каждого канала определить значение

X -pH , при котором тепловая волна достигает его внешней гра-

' стаб

63

При нестесненном движении в гладких каналах симплекс — изменялся от 0,8 до 5,3, чему соответствуют значения расчетной дли-

V - '

. Ѵ ѵ Г " *

•

1

л -- + •

•

Ля

значения этого комплекса, достигнутые в опытах, составляли для соответствующих каналов 0,015 и 0,345, т. е. были меньше граничных

В условиях стесненности оценка длины начального термического участка по уравнению (ІІІ.З) и аналитическим решениям для стержнеподобного движения [156, 246] не может считаться корректной,

64

так как они не учитывают влияния радиального перемешивания и

туры приводит к интенсификации теплообмена вследствие роста эф­ фективной теплопроводности слоя. Во всей изученной области влия­ ние температуры на теплообмен отражено в критериальных уравне­ ниях выбором в качестве определяющей средней температуры слоя. Введения температурного фактора не требуется Позднее эти выводы были подтверждены в [143, 1831 и для более высоких температур (до 800° С).

О влиянии свойств сыпучих материалов можно судить по при­

(коэффициенты внутреннего и внешнего трения), так как по своим свойствам, а значит, и по характеру движения указанные материалы близки к идеально сыпучим. Эти же зависимости позволяют сделать вывод о том, что направление теплового потока и характер продоль­ ного омывания поверхности (внутреннее, наружное) практически не сказываются на теплоотдаче плотного слоя.

Обобщение экспериментальных данных по теплообмену проводи­ лось раздельно для областей стесненного и нестесненного движения. На рис. I I I . 7 и I I I . 8 приведена обобщенная обработка, в результа­ те которой для гладких и оребренных каналов получены единые кри­

для гладких каналов: 42,5 < — < 276; 280 < Ре < 50 200; для

поверхности. В критерии Нуссельта и Пекле входят эффективные характеристики неподвижного слоя, определенные при плотности укладки в движении (табл. II . 1) . Размер частиц смеси определен как средневзвешенный.

Возможность получения единых уравнений для гладких и ореб­ ренных каналов свидетельствует о том, что продольное оребрение не вносит качественных изменений в процессы движения и теплообме-

дольном (внутреннем и внешнем) движении плотного слоя для раз­ личных материалов с хорошими сыпучими свойствами, при различ­ ном направлении теплового потока в области умеренных (до 500— 600° С) температур. Удовлетворительное обобщение обширного эк­ спериментального материала, полученного в разных условиях [80, 152, 209] с помощью эффективных теплофизических характеристик, свидетельствует о правомерности рассмотрения плотного движущего­ ся непродуваемого слоя как квазисплошной среды.

Сопоставление с аналитическими зависимостями для однофаз­ ных сред выполнялось для выяснения возможности их применения

ламинарном течении жидкостей и постоянной температуре стенки [156, 246]: а) для стержнеподобного течения в трубчатых каналах (математически индентично задаче о нестационарной теплопровод-

66

яости неограниченного цилиндра) — л и н и я / / ; б) для стабилизиро­ ванного течения в трубчатых каналах (параболический профиль ско­ ростей) — линия III; в) для изменяющегося профиля скоростей — линия IV. Все эти зависимости справедливы для начального терми­ ческого участка {^g--^- < 1.365J.

На рис. I I 1.9 нанесены также данные о прогреве неограниченно­ го массива с цилиндрической полостью (линия 5 ) . Расчет выполнен

на основании приближенных формул [34] для толщины прогретогослоя и количества передаваемого тепла при граничных условиях пер­ вого рода (tQT = const). Из этих зависимостей нами получено урав­ нение для средней теплоотдачи (при показателе параболы п = 2).

Экспериментальные данные для нестесненного движения слоя в неоребренных каналах описываются линией /, соответствующей уравнению (111,5), которое представлено в виде

и справедливо для кольцевых каналов на начальном термическом участке при 0,85-10 < X = - j ^ - - ^ - < 0,345. Экспериментальные за­ висимости для стесненного движения (линии VI, VII) построены по уравнению (III.4) при -^- = 15 и 10 соответственно.

Анализ результатов свидетельствует об удовлетворительном со­ гласовании экспериментальной зависимости для нестесненного дви­ жения с теоретическими (линии / / и V): темп их практически одина­ ков, количественные расхождения не превышают 11—20%, причем опытные данные систематически лежат выше. Это может объяснять­ ся интенсифицирующим влиянием вращения и перемешивания час­ тиц в пограничном слое, не учтенным в теоретических решениях. В целом же можно считать допустимым описание процесса тепло­

для безградиентного течения или нестационарной теплопроводности. При этом принятые для слоя граничные условия первого рода

(ir=R = ^ет) удовлетворительно соответствуют реальным условиям при достаточных временах контакта, т. е. нет необходимости в учете дополнительного пристенного термического сопротивления. Эти выводы справедливы только при незначительном (не более 90—95%) торможении слоя у стенок канала.

Экспериментальные зависимости для стесненного движения (ли­ нии VI; VII) характеризуются меньшими абсолютными значениями и углом наклона, чем расчетные линии / / к V. По характеру они бли­ же к теоретической зависимости для параболического профиля ско­ ростей (линия / / / ) , однако и здесь различия весьма существенны. Та­ ким образом, применение аналитических уравнений для ламинарно­ го течения однофазных сред к области стесненного движения слоя недопустимо.

В заключение остановимся на предложенном в [46] варианте об­

ристик газовой прослойки на стенке. Такой подход нам представля­ ется необоснованным, так как при достаточных временах контакта термическое сопротивление прослойки не является определяющим, а эффективные теплофизические характеристики более полно учи­ тывают условия переноса тепла в слое. Полученное в [46] постоян­ ство критерия N u r при малых значениях Ре не соответствует опыг> ным данным, так как именно в области низких скоростей слоя их увеличение приводит к существенной интенсификации теплообмена (см., например, рис. I I I . 4 ) . Условия же завершения тепловой ста­ билизации, как было показано выше, в опытах не были достигнуты.

III. 2. ВЕРТИКАЛЬНАЯ ПЛАСТИНА

Цель экспериментального исследования [81—84] заключалась в проверке теоретических решений для локального и среднего теп­ лообмена при нестесненном движении (гл. I), изучении влияния тор­ можения слоя у поверхности и условий стесненности.

Изменение степени торможения слоя у обогреваемой поверхности Пластины обеспечивалось с помощью начальных необогреваемых участков (длиной 400 мм) различной шероховатости. Конструкция обогреваемого участка (длиной 200 мм) аналогична предложенной в

ния и измерительный комплект К-50 подключались к сети перемен­ ного тока. Под каждой ленточкой в трех сечениях по длине заклады­ вались горячие спаи медь-константановых термопар, выведенных по изотермам и через переключатель с общим холодным спаем подклю­ ченных к потенциометру Р 2 / 1 . Горизонтальное расположение лен-

68

точек позволило свести к минимуму перетечки тепла, так как тепло­ отдача по ширине пластины практически неизменна.

Тщательная калибровка ленты и слабая зависимость сопротив­ ления нихрома от температуры обеспечивала практическое посто­

отводом тепла по термопарам, искажением температурного поля в местах их зачеканки, были сведены к минимуму. Утечки тепла через торцы пластины определялись по замерам температур в боковых се­ чениях и составляли 0,1% . Локальные коэффициенты теплоотдачи рассчитывались по уравнению (II.4). В качестве расчетной прини­ малась вся поверхность пластины (с учетом зазоров между ленточ­ ками). Погрешность, вызванная изменением температуры в этих зазо­ рах, не превышала 0,5%,что было проверено специальными измере­ ниями. Шероховатость начальных участков характеризовалась коэффициентами внешнего трения, составлявшими /' = 0,35; 0,50; 0,51; 0,52 и 0,53 (предельные размеры микрошероховатостей 0,05 и

Теплообмен при нестесненном движении

Визуальные наблюдения для широкого канала, значительно пре­ вышающего по размеру пластину = 70; 6 ~ Ь = 345], пока­ зали, что последняя вносит изменения только в движение прилега­ ющего к ней материала.У ее поверхностей образуются динамические пограничные слои, которые утолщаются по длине. В остальной, преобладающей части сечения движение безградиентное, параллель­ но-струйное, нестесненное. Толщина пограничного слоя и степень торможения в нем возрастают при увеличении шероховатости на-

незначительно ( - jp » 0.95J. Вблизи нижней кромки пластины обра­ зуется воздушный мешок и наблюдается «концевой эффект»— ус­ корение прилегающего материала. В целом движение может рас­ сматриваться как омывание неограниченным потоком.

69

Опытные данные свидетельствуют об уменьшении интенсивности теплообмена по длине пластины вплоть до участков, где под влияни­ ем концевого эффекта теплоотдача возрастает. Увеличение скорости слоя интенсифицирует теплообмен, причем темп зависимости ло­

верхности (область концевого эффекта исключена) и расходная ско­ рость, практически равная скорости набегающего потока.

точности опыта согласуются с теоретическими зависимостями (1.42). Торможение приводит к снижению интенсивности теплообмена при­ мерно на 25% при сохранении темпа зависимости от критерия Пекле,

tCT = const, были привлечены опытные данные [222], где определя­

ватостью пластин можно полагать, что заметного торможения час-

70

тип. у поверхности не наблюдалось. Сопоставление этих данных в на­ шей обработке с результатами расчетов по формуле (1.41а) приве­ дено на рис. I I I . 1 1 . Зависимость (І.41а) удовлетворительно (со сред­ ним отклонением около 5%) согласуется с опытными данными. За­ метные расхождения наблюдаются при Ре > 106 для самых круп­

скоростями, может наблюдаться разрыхление слоя в пристенной области и снижение его эффективной теплопроводности, что не учте­

коэффициент теплопроводности слоя в этом случае завышен по срав­ нению с данными для остальных материалов. С зависимостью (1.41 а) удовлетворительно согласуются также опытные данные [204, 205, 215, 216], полученные при низких значениях критерия Пекле.

Таким образом, для исследованных материалов уравнения (1.41) применимы при 102 < Ре < 108 . В целом уравнения (1.41) и (1.42) удовлетворительно описывают теплоотдачу от слоя к пластине при безградиентном нестесненном движении, учитывая влияние скорос­ ти и свойств сыпучего материала, межзерновой среды и размеров пластины. Можно полагать, что исходные положения и принятые граничные условия справедливы в указанной области. Максималь­ ное значение критерия Пекле Регр, определяющее верхнюіо границу применимости теоретических зависимостей, уменьшается с ростом

приняты следующие граничные значения, определяющие возмож­

вание с теоретической зависимостью для полуограниченного массива при q = const наблюдается при Fod > 1, что соответствует выводам

72