2.6.3.Теплообмен при турбулентном режиме течения

При турбулентном режиме течения в канале (Re> 10⁴) длина участка тепловой стабилизации в настоящее время принимается равной

и для описания теплообмена рекомендуется формула Крауссольда–Михеева, полученная на основании обработки огромного количества экспериментальных данных:

(2.44)

где и– средние значения числа Нуссельта и коэффициента теплоотдачи на участке трубы длиноюL;– критерий Рейнольдса; – температурный фактор.

Функция , учитывающая влияние на теплообмен расстояния от входа в канал, экспериментально установлена И.Т. Аладьевым и табулирована им. Для проведения расчетов нам представилось полезным аппроксимировать ее в виде

, (2.45)

где

.

При больших значениях имеем.

2.6.4.Теплообмен при переходном режиме течения

В переходном режиме (2320 < Re< 10⁴) неустойчивость течения приводит и к неустойчивости теплообмена. Вследствие этого опытные данные различных исследователей заметно отличаются друг от друга.

Наш опыт проведения расчетов теплообмена в этой области течения позволяет рекомендовать следующую простую зависимость:

, (2.46)

где и– значения чисел Нуссельта для ламинарного (вязкостного или гравитационно-вязкостного) режима течения при= 2320 и для турбулентного режима течения при, вычисленные по приведенным выше формулам.

Ее использование приводит к вполне приемлемому совпадению с известными экспериментальными данными отечественных и зарубежных исследователей.

Кроме того, известна и другая формула для расчета интенсивности теплообмена в переходном режиме течения

(2.47)

где Nu_тиNu_л– числа Нуссельта, полученные по зависимостям для турбулентного и ламинарного режимов течения при формальной подстановке в них критерия РейнольдсаRe, характеризующего переходной режим течения.

2.6.5. Теплообмен при течении жидких металлов и плазмы

Для них кинематическая вязкость  несоизмеримо больше коэффициента температуропроводности a_f. В этом случае критерий Прандтля имеет порядок 10^2 и менее, а критерий Рейнольдса принимает огромные значения и вследствие этого выпадает из числа аргументов в общей формуле для описания интенсивности теплоотдачи при вынужденном движении вида

.

Для жидких металлов, не подвергающихся систематической очистке, акад. М.А. Михеевым с сотр. установлена следующая экспериментальная зависимость:

,

где дляидля.

В заключение отметим, что необходимые для проведения расчетов теплообмена в канале значения теплофизических характеристик среды выбираются из таблиц по ее средней температуре.

2.7. Теплоотдача при вынужденном поперечном обтекании

одиночных труб и трубных пучков

2.7.1. Одиночные трубы

При взаимодействии одиночной трубы (кругового цилиндра) с поперечным потоком жидкости или газа на него действуют не только силы трения, как это было в рассмотренном в п. 2.4.1 случае внешнего обтекания пластины, но также и формирующиеся из-за выпуклости обтекаемой поверхности градиенты давления.

В том же случае, когда такая труба обтекается поперечным потоком, который ограничен по нормали к ее обтекаемой поверхности (например, если она помещена в прямоугольный канал – короб), то поверхность трубы и поверхность короба образуют канал, площадь поперечного сечения которого по направлению потока, начиная от лобовой точки 0 трубы до среднего (миделева) сечения трубы, уменьшается, а от миделева сечения до задней (кормовой) точки цилиндра увеличивается (рис. 2.12, а). Точно такая же ситуация складывается и тогда, когда в прямоугольный канал-короб или канал иной формы помещен пучок труб (рис 2.12, б) и имеет место течение в поле продольного знакопеременного градиента давления.

а б

Рис. 2.12

При этом если погранич­ный слой, который образуется по обе стороны от лобовой точ­ки 0 на поверхности одиночного цилиндра, остается ламинарным до точки а с угловой координатой  = 82 (рис. 2.13, а), то в ней он отрывается от обтекаемой поверхности и ниже по течению поверхность цилиндра интенсивно омывается вихревыми образованиями, заполняющими кормовую область. В том же случае, если ламинарное течение в пограничном слое перешло в турбулентное до точки с угловой координатой  = 82, то, обладая большей энергией в пограничном слое, поток “заходит” за миделево сечение, и там он отрывается от обтекаемой поверхности (рис. 2.13, б).

Экспериментальные исследования свидетельствуют о том, что первая ситуация реализуется для , а изме­нение при этом локального коэффициента теплоотдачи в зависимости от угла  показано на рис. 2.13, а. Его рассмотрение свидетельствует о том, что максимальное значение коэффициент теплоотдачи имеет в лобовой точке, так как здесь толщина пограничного слоя минимальна, а наименьшее его значение  соответствует точке а, в которой пограничный слой имеет макси­мальную толщину. В кормовой части цилиндра коэффициент теплоотдачи вновь возрастает и тем интенсивнее, чем боль­ше величина Re.

а б

Рис.2.13

Вторая ситуация реализуется при величине критерия Рейнольдса, который больше кризисного значения . При этом точка отрыва турбулентного пограничного слоя перемещается до значения ее угловой координаты  = 120. Характер изменения коэффи­циента теплоотдачи в зависимости от величины  при турбулентном пограничном слое показан на рис. 2.13, б.

Подробные исследования выполнены только для ламинарно­го пограничного слоя. Обобщая экспериментальные данные, А.А. Жукаускас получил следующие критериальные уравнения для описания средних по поверхности цилиндра значений коэффициента теплоотдачи :

при Re =5  10³

, (2.48)

при Re = 10³  210⁵

. (2.49)

В формулах (2.48), (2.49) в качестве характерного размера принят диаметр цилиндра d, в качестве характерной скорости – скорость набегающего потока , а теплофизические свойства выбраны по температуре набегающего потока. Приведенный в них коэффициентучитывает влияние на теплообмен угла атаки, т.е. угла между направлением потока и осью трубы. Вид функции установлен экспериментально, и дляимеем.