Презентация на тему "ТЕПЛОМАССОПЕРЕНОС В ЯДЕРНО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УСТАНОВКАХ"

Презентация: ТЕПЛОМАССОПЕРЕНОС В ЯДЕРНО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УСТАНОВКАХ
1 из 167
Ваша оценка презентации
Оцените презентацию по шкале от 1 до 5 баллов
  • 1
  • 2
  • 3
  • 4
  • 5
0.0
0 оценок

Комментарии

Нет комментариев для данной презентации

Помогите другим пользователям — будьте первым, кто поделится своим мнением об этой презентации.


Добавить свой комментарий

Аннотация к презентации

Скачать презентацию (10.67 Мб). Тема: "ТЕПЛОМАССОПЕРЕНОС В ЯДЕРНО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УСТАНОВКАХ". Предмет: физика. 167 слайдов. Добавлена в 2016 году.

  • Формат
    pptx (powerpoint)
  • Количество слайдов
    167
  • Слова
    физика
  • Конспект
    Отсутствует

Содержание

  • Презентация: ТЕПЛОМАССОПЕРЕНОС В ЯДЕРНО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УСТАНОВКАХ
    Слайд 1

    ТЕПЛОМАССОПЕРЕНОСВЯДЕРНО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УСТАНОВКАХ

  • Слайд 2

    ТЕПЛОМАССОПЕРЕНОСВЯДЕРНО-ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УСТАНОВКАХ Тема №2 ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ (стационарные и нестационарные процессы)

  • Слайд 3

    Тема-2 Механизмы теплопроводностив газах, жидкостях, твёрдых телах. Основные термины. Уравнение теплопроводности. Критерии Био, Фурье. Поля температур в телах простой формы. Критический диаметр тепловой изоляции. Перенос теплав конструкциях с оребрёнными поверхностями. Регулярный режим теплообмена. Контактный теплообмен. 03

  • Слайд 4

    ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ– процесс распространения тепла только вследствие движения структурных частиц. 04

  • Слайд 5

    МЕХАНИЗМЫ ТЕПЛОПРОВОДНОСТИВ ГАЗАХ, ЖИДКОСТЯХ, ТВЁРДЫХ ТЕЛАХ

    В газахпередача энергии осуществляется при столкновении частиц, совершающих поступательное движение. Теплопроводность слабо зависит от давления, возрастает с ростом температуры. В жидкостях перенос энергии происходит в процессе упругих столкновений колеблющихся молекул (в жидких металлах + движение свободных электронов). Теплопроводность обычно уменьшается с повышением температуры (! Вода – исключение). 05

  • Слайд 6

    В твёрдых телах механизм переноса энергии связан с характером теплового движения атомов, совершающих колебания. Эти колебания не зависят друг от друга и могут передаваться (со скоростью звука) от одних атомов к другим. Твёрдое тело можно рассматривать как объём, содержащий газ фиктивных частиц – фононов. Другая составляющая – электронная, она прямо пропорциональна электропроводности. 06

  • Слайд 7

    ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ

    Теплоотдача (теплообмен)– процесс переноса тепла от охлаждаемой поверхности к теплоносителю или от теплоносителя к нагреваемой поверхности. Теплопередача– перенос тепла от одного (горячего) теплоносителя к другому (холодному) через твёрдую стенку. Тепловой поток – количество тепловой энергии переносимое в единицу времени через некоторую поверхность, в направлении заданном вектором нормали к этойповерхности, [Вт]. 07

  • Слайд 8

    Плотность теплового потока– тепловой поток, отнесённыйк площади поверхности, [Вт/м2]. Плотность теплового потока – мера тепловой напряжённости поверхности нагрева. Линейный тепловой поток– тепловойпоток с поверхноститрубы (стержня) единичной длины, [Вт/м]. 08

  • Слайд 9

    Величину установившегося количества теплаQ, подводимого (или отводимого) к (от) поверхностиплощадиSот (к) теплоносителя(-лю) за интервал времениΔτ, можно рассчитать по формуле , (*) где . 09

  • Слайд 10

    Коэффициент теплоотдачи– присутствую-щий формуле(*) множитель (коэффициент) про-порциональности α, [Вт/(м2·К)]. Коэффициент теплоотдачи αв гораздо меньшей степени зависит от по поверхности теплообмена Sитемпературного напора, чем тепловой поток q=Q/Δτ. По-сути, введение α ‒это приём переносящий все трудности расчёта на определение коэффициента теплоотдачи. ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 10

  • Слайд 11

    Коэффициент термического сопро-тивления теплоотдаче (теплообмену)– величина, обратная коэффициенту теплоотдачи: , . ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 11

  • Слайд 12

    Величину установившегося теплового потокаq, подводимого (или отводимого) от одного теплоносителя к другому через твёрдую стенкуплощадью поверхностиSможно рассчитать по формуле (**) где . 12

  • Слайд 13

    Коэффициент теплопередачи– стоящий в формуле (**) множитель (коэффициент)пропорциональности k, [Вт/(м2·К)]. Коэффициент термического сопро-тивления теплопередаче – величина, обратная коэффициенту теплопередачи: , . ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 13

  • Слайд 14

    Коэффициент термического сопро-тивления теплопередаче – величина, обратная коэффициенту теплопередачи: , . ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 14

  • Слайд 15

    Удобство введения в обращение понятий термического сопротивления заключается в том, что термическое сопротивление сложной системы представляет собой простую сумму частных термических сопротивлений, то есть (2.1-R) (2.1-K) 15

  • Слайд 16

    УРАВНЕНИЕ ТЕПЛОПРОВОДНОСТИ

    (1.85) (2.2) (2.3) (2.4) (2.5) 16

  • Слайд 17

    Гипотеза Фурье: (2.6) (2.7) 17

  • Слайд 18

    Коэффициент теплопроводности,λ– фи-зическое свойство вещества, характеризующее способность вещества проводить теплоту; . ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 18

  • Слайд 19

    Коэффициент теплопроводности зависит от ●природы вещества, ●температуры и ●давления(в меньшей степени). 19

  • Слайд 20

    Для газов (при Т>100 К) . Возрастает с ростом температуры и давления (влияние давления заметно при низких и высоких давлениях). 20

  • Слайд 21

    Для капельных жидкостей . С повышением температуры коэффициент теплопроводности обычно уменьшается (исключения – вода, глицерин). 21

  • Слайд 22

    В механике сплошных сред (гидродинамике, гидравлике, теории тепломассообмена) рассматриваются два агрегатных состояния  вещества: жидкость (fluid)твёрдое тело (solid) жидкости подразделяются на два вида: газообразная жидкость ≡ газ (gas) и капельная жидкость ≡ жидкость (liquid). 22

  • Слайд 23

    Капельные жидкости характеризуется большИмсопротивлением сжатию и малым сопротивлением растягивающему усилию. 23

  • Слайд 24

    Для твёрдых тел . Нижняя часть диапазона – – диэлектрики. Если – теплоизоляционный материал. 24

  • Слайд 25

    Для металлов . Коэффициенты теплопроводности сплавов и металлов с примесями меньше, чем у чистых металлов. Даже незначительные примеси могут вызвать значительное уменьшение коэффициента теплопроводности. 25

  • Слайд 26

    Коэффициенты теплопроводности некоторых металлов, Т= 300 К алюминий (Al)207.0 железо (Fe)77.0 цирконий(Zr)21.2(Т=293 К) плутоний (Pu)5.23 уран (U)22.5 бериллий (Be) 182.0 медь (Cu) 393.0 (Т=273 К) серебро (Ag)410.0 (Т=273 К) сталь 12Х18Н9Т (высоколегированная, аустенитная) 14.5 сталь 40 (углеродистая) 48.1 26

  • Слайд 27

    Зависимость коэффициентов теплопроводности от температуры для некоторых металлов Т, К U Pu Th Fe 12X18H10T 30022.5 5.23 35.6 77 14.5 400 26.5 5.80 33.3 68 16.5 50030.0 6.40 31.0 60 600 55 18.5 700 32.8 7.60 26.2 800 45 21.5 900 32.4 8.75 21.7 1000 41 25.0 1100 25.7 16.8 1200 40 25.8 1300 19.6 12.0 1400 39 28.0 15007.5 27

  • Слайд 28

    Зависимость теплопроводности диоксида урана от температуры 28

  • Слайд 29

    Коэффициент термического сопротив-ления– величина, обратная коэффициенту теплопроводности: , . ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 29

  • Слайд 30

    (2.8) (2.9) (2.10) (2.11) 30

  • Слайд 31

    Коэффициент температуропроводности, a – физическое свойство вещества, характеризующее скорость выравнивания температуры в неравномернонагретом теле; [м2/с]. ОСНОВНЫЕ ТЕРМИНЫ 31

  • Слайд 32

    (2.12) (2.13) 32

  • Слайд 33

    Условия однозначности: ● «геометрия» тела (форма и геометрические размеры); ● физические свойства материала; ● ♦ начальные условия; ● ♦ граничные условия. Начальные условия: распределение искомой функции (температуры) в начальный момент времени: (2.14) 33

  • Слайд 34

    Граничные условия: условия сопряжения на границе тела: (2.15) 34

  • Слайд 35

    Граничные условия:1-го рода: (2.16) 2-го рода: (2.17) 35

  • Слайд 36

    Граничные условия: 3-го рода: (2.18) 36

  • Слайд 37

    Зависимость и от температуры. 37

  • Слайд 38

    Рассмотрим случай одномерного распределения температуры (2.19) Введём в рассмотрение новую величину – переменную Кирхгофа (2.20) (2.21) 38

  • Слайд 39

    Подставляя (2.21) в (2.19) получим (2.22) 39

  • Слайд 40

    КРИТЕРИИ БИО, ФУРЬЕ

    Критериальное число Био– критерий краевого подобия, характеризующий связь между полем температур в твёрдом теле и условиями теплоотдачи на его поверхности, являясь мерой внутреннего и внешнего термического сопротивления (термического сопротивления стенки и термического сопротивления на границе стенки с потоком): (2.23) где – характерный размер. 40

  • Слайд 41

    Число Био можно рассматривать как меру отношения количества тепла, переданного через поверхность тела, имеющую характеризующую тело площадь, за некоторый характерный интервал времени к количеству тепла, прошедшему в теле через аналогичную поверхность за этот же временной интервал : . 41

  • Слайд 42

    Критериальное число Фурье – критерий тепловой гомохромности («безразмерное время»), характеризующий связь между скоростью изменения температурного поля и физическими свойствами и размерами тела: . (2.24) Число Фурье является отношением масштаба количества тепла, притекшего за счёт теплопроводности, к масштабу изменения теплосодержания тела : 42

  • Слайд 43

    В числителе находится количество тепла переносимое за некоторый характерный интервал времени через поверхность некоторой, характеризующей тело, площади, на некоторое расстояние, характерное для рассматриваемой задачи. В знаменателе стоит количество тепла запасённое в некоторой части тела, характеризующего тело объёма. Число Фурье является мерой скорости изменения температуры тела при неустановившемся тепловом состоянии. 43

  • Слайд 44

    Распределение температуры в трехслойной стенке (а, б) и вид температурных кривых (в) при различных зависимостяхλ=λ(T): a ‒ λ1> λ2 > λ3; б ‒λ1

  • Слайд 45

    КРИТИЧЕСКИЙ ДИАМЕТР ТЕПЛОВОЙ ИЗОЛЯЦИИ 45

  • Слайд 46

    С увеличением 1) термическое сопротивление («1») слоя изоляции увеличивается; 2) термическое сопротивление внешнего теплообмена изоляции с окружающей средой уменьшается. Следовательно, существует критический диаметр тепловой изоляции ,при котором коэффициент теплопередачи теплоизоляционного слоя максимален, а термическое сопротивление изоляции минимально (2.25) (2.26) 46

  • Слайд 47

    (2.27) (2.28) (2.29) 47

  • Слайд 48

    ПЕРЕНОС ТЕПЛА В КОНСТРУКЦИЯХ С ОРЕБРЁННЫМИ ПОВЕРХНОСТЯМИ

    48

  • Слайд 49

    α, ТС S(x) P(x) dx Схема элемента dxребра. S(x) площадь поперечного сечения в точке x; P(x) периметр; α  коэффициент теплоотдачи; ТС  температура теплоносителя. 49

  • Слайд 50

    Если тепловыделение в самом ребре отсутствует (рассматриваемый случай), изменение теплового потока вдоль ребра на участке длиной dxдолжно быть равно количеству тепла, отдаваемого поверхностью элемента теплоносителю: (2.30) Введём в рассмотрение переменную , равную разности температуры ребра и теплоносителя (то есть температурному напору) (2.31) Уравнение (2.30) можно записать так: (2.32) 50

  • Слайд 51

    Для случая участка единичной длины (a=1м) изображённого на рисунке прямого ребра переменного сечения, изготовленного из материала, теплофизические свойства которого не зависят от температуры, уравнение (2.32) примет вид (2.33) (учли, что S(x)=δ(x); P(x)= 2a=2). В общем виде оно не решается. Для рёбер треугольного и параболического профилей (2.33) преобразуется соответственно в обобщённое уравнение Бесселя и уравнение Эйлера. δ(x) H a=1м x (2.33) 51

  • Слайд 52

    δ=δP=const Уравнение (2.33) решается наиболее просто в случае ребра постоянного поперечного сечения (см. рисунок). В этом случае (2.34) где (2.35) 52

  • Слайд 53

    Будем полагать температуру в основании ребра известной и в точке x=0 зададим граничные условия 1-го рода, а на торце зададим тепловой поток (граничные условия 3-го рода). В таком случае граничные условия имеют вид: (2.36) Решение уравнения (2.34) (распределение температуры по высоте ребра) при граничных условиях (2.36) имеет вид (2.37) (2.38) Зная распределение температуры, можно определить рассеиваемый единицей длины ребра тепловой поток: (2.39) 53

  • Слайд 54

    Выражения (2.37) и (2.39) можно упростить, если пренебречь теплоотдачей с торца ребра, то есть заменить эти формулами решениями уравнения (2.34) с граничными условиями (2.40) В этом случае распределение температуры по высоте ребра имеет вид (2.41) Рассеиваемый участком ребра, имеющим единичную длину, тепловой поток равен (2.42) Если ребра имеют большУю относительную высоту H>>δP, то пренебрежение теплоотдачей с торца ребра не приводит к значительным ошибкам. Однако в реакторостроении рёбра, как правило, имеют небольшую относительную высоту, и, следовательно, теплоотдачей с торца пренебрегать нельзя. Чтобы приближенно учесть теплоотдачу с торца при использовании простых расчётных соотношений (2.41), (2.42), в них вместо действительной высоты ребра подставляется фиктивная высота Н’=Н+δр/2. Если Bi≤0.25, то рассчитанная таким образом тепловая мощность, рассеиваемая ребром, отличается от результатов расчёта по точному выражению (2.41) не более чем на 7÷8% . 54

  • Слайд 55

    Определим коэффициент эффективности ребра  Е  как отношение теплового потока, рассеиваемого с поверхности ребра, к тепловому потоку с неоребрённой поверхности, совпадающей с основанием ребра. Этот тепловой поток очевидно равен (2.43) В таком случае, воспользовавшись соотношением (2.39) получим (2.44) При Bi

  • Слайд 56

    В практических расчётах обычно используют коэффициент эффективности ребра ηp, определенный иначе: ηp показывает, во сколько раз действительно рассеиваемая ребром тепловая мощность меньше мощности, которая рассеивалась бы идеальным бесконечно проводящим ребром тех же размеров, температура всей поверхности которого равна θ0. Так как тепловой поток, рассеиваемый идеальным ребром, равен αθ0·2Н, то (2.46) и из уравнений (2.43) и (2.46) следует, что коэффициенты эффективности E и ηpсвязаны между собой следующим образом (2.47) Очевидно, что Е может быть и больше, и меньше единицы, а ηp всегда меньше единицы. 56

  • Слайд 57

    Оребрённая стенка. Полученные выше уравнения позволяют рассчитать тепловую мощность, рассеиваемую ребром. Воспользовавшись этими уравнениями, можно также приближенно определить тепловую мощность, передаваемую через оребрённую стенку. Изотермы (сплошные линии) и линии тока (пунктир) в оребрённой стенке. С δР δС Н α2 , ТЖ2 α1 , ТЖ1 Участок оребрённой плоской стенки (схема) 57

  • Слайд 58

    Проиллюстрируем метод расчёта и принимаемые допущения на примере плоской оребрённой стенки, схема которой показана на рисунке. Пусть заданы граничные условия третьего рода: температуры жидкостей, омывающих стенку с обеих сторон Tж1 и Tж2, и соответствующие коэффициенты теплоотдачи α1 и α2. Для простоты будем считать, что коэффициенты теплоотдачи постоянны. Полагаем также, что температурное поле не только в ребре, но и в стенке одномерное и температура в основании ребра равна температуре поверхности неоребрённой стенки. Последние допущения далеки от действительности, так как в тех случаях, когда рёбра улучшают теплоотдачу, они сильно искажают температурное поле в стенке и снижают температуру стенки вблизи основания ребра (рисунок). Однако более точное решение задачи с учетом двумерности температурного поля в стенке аналитическим путем получить трудно. Тепловая мощность, рассеиваемая участком неоребрённой стенки площадью (δР + с)·1 (см. рисунок), равна (2.48) где =(TЖ1–TЖ2) – температура, отсчитываемая от TЖ1. Температура поверхности стенки со стороны жидкости, имеющей температуру TЖ2, равна (2.49) 58

  • Слайд 59

    Тепловая мощность, рассеиваемая ребром (2.50) Мощность, рассеиваемая с поверхности межрёберного простенка, (2.51) Суммарная тепловая мощность, рассеиваемая оребрённой стенкой на участке (δР+С), равна (2.52) 59

  • Слайд 60

    Таким образом, тепловую мощность, рассеиваемую оребрённой стенкой QОР, можно определить по мощности для неоребрённой стенкиQН, умножив эту величину на коэффициент эффективности оребрения стенки: (2.53) Формулу (2.53) нетрудно обобщить и на более сложные формы оребрённых поверхностей. Для этого введем следующие обозначения. Пусть SН– площадь неоребрённой поверхности; SР – площадь поверхности рёбер; SОР – полная площадь оребрённой поверхности. В рассмотренном случае для плоской поверхности и прямых рёбер SН=(δР+С); SР=2H; SОР=(2H+C). Путем соответствующих подстановок формула (2.53) легко преобразуется в более общее соотношение, позволяющее определить коэффициент эффективности оребрения стенки по заданной геометрии оребрения и коэффициенту эффективности ребра: (2.54) 60

  • Слайд 61

    Рассмотренные выше соотношения для тепловых расчётов оребрённых поверхностей являются весьма приближёнными, так как получены с использованием ряда не всегда выполняющихся допущений. При необходимости проведения более точных расчётов используются методы вычислительной физики (компьютерное моделирование). Следует также помнить, что при любом способе расчёта надо знать коэффициент теплоотдачи и его распределение на оребрённой поверхности. Порой для простоты полагают, что коэффициент теплоотдачи по высоте ребра постоянен. В действительности же коэффициент теплоотдачи может очень сильно измениться, особенно если межрёберные зазоры невелики. Поэтому при изучении теплоотдачи через оребрённые стенки большую роль играют экспериментальные методы исследования. 61

  • Слайд 62

    Нестационарная задача теплопроводности для неограниченной пластины (граничные условия 3-го рода) Постановка задачи Неограниченной пластиной принято считать пластину, толщина которой много меньше её длины и ширины. (Когда говорим «много меньше» подразумеваем, что различия составляют не менее двух порядков: пластина толщиной в 10 мм имеющая форму квадрата со стороной 1 м (1000 мм) может считаться неограниченной). Рассмотрим неограниченную пластину толщиной 2h(см. рисунок). Исследуем простой случай однородной пластины – теплофизические свойства материала во всех точках пластины одинаковы. Предположим также, что они не зависят от температуры. Полагаем, что коэффициент теплоотдачи на обеих сторонах пластины одинаков и в любой точке поверхности, то есть можем записать: (z.1) 62

  • Слайд 63

    x = – h x = 0 x = h x y z O(0,0,0) Рисунок – Неограниченная плоская пластина 2h 63 2h

  • Слайд 64

    где α– коэффициент теплоотдачи, Вт/(м2·К); yи z– поперечные координаты, м. Очевидно, что задача является одномерной: температура будет изменяться только в направлении перпендикулярном поверхности пластины (вдоль оси x) и поле температуры будет симметрично: (z.2) или (z.2a) где Т – температура , К. В начальный момент времени (t=0) существует (задано) начальное распределение температуры: (z.3) 64

  • Слайд 65

    Рассматриваем случай, когда температура окружающей среды – Тenv, К – не изменяется в течение всего исследуемого процесса нагрева (охлаждения) пластины и одинакова во всех точках пространства вблизи пластины: (z.4) Уравнение теплопроводности в данном случае имеет вид (z.5) где а – коэффициент температуропроводности, м2/с. Удобно ввести в рассмотрение «избыточную температуру» – θ, К, – величину, которая определяется как разность температуры в некоторой точке исследуемого тела (в нашем случае – неограниченной неоднородной пластины) и температуры окружающей среды: (z.6) 65

  • Слайд 66

    Теперь уравнение (z.5) можем, учитывая равенство (z.4), записать в виде (z.7) Начальное условие (z.3), применив определение (z.6) и равенство (z.4), сформулируем так: (z.8) Сформулируем граничные условия. При заданных условиях охлаждения (нагревания) – соотношения (z.1) и (z.4) – температурное поле будет симметричным относительно плоскости x=0(см. рисунок. Поэтому, представляется логичным искать решение лишь для одной из половин платины, в качестве которой выберем лежащую выше плоскости x=0(разумеется, включая и названную плоскость). В таком случае следует задать граничные условия на поверхностях x=0 и x=h. В следствие выше упомянутой симметрии температурного поля в точках плоскости x=0профиль температуры имеет экстремум. Следовательно, производная температуры по координате x в этих точках равна 0: 66

  • Слайд 67

    Применив определение (z.6) и равенство (z.4) это выражение легко преобразовать к окончательному виду: (z.9) На поверхности пластины (x=h) задаётся, согласно условию задачи, граничное условие 3-го рода: которое можно сформулировать и так: (z.10) Здесь λ– коэффициент теплопроводности, Вт/(м·К). Записаны решаемое уравнение (z.7) и замыкающие его начальное (z.8) и граничные (z.9) и (z.10) условия. Итак, задача сформулирована. Решим её. 67

  • Слайд 68

    Чтобы решить уравнение (z.7), воспользуемся методом разделения переменных, согласно которому общее решение названного уравнения ищется в виде произведения двух функций, одна из которых является функцией только переменной t, а другая – только переменной x: (z.11) Подставив это выражение в уравнение (z.7), получим:  (z.12) Условимся обозначать первую производную функции f одной переменной yследующим образом: (z.13) 68

  • Слайд 69

    Для второй производной используем обозначение (z.14) Введённая форма записи производных позволит сделать запись уравнений более компактной. В частности, уравнение (z.12), применяя определения (z.13) ми (z.14), можно переписать в виде (z.12a) Выполнив разделение переменных, уравнение (1.12а), можно записать так: (z.15) 69

  • Слайд 70

    В левой части уравнения (z.15) присутствуют функция (и её производная) только переменной t, а в правой – функция (и её вторая производная) только переменной x. Равенство (z.15) должно выполняться при любых значениях t и x. Это возможно только в том случае, если выражения, стоящие в левой и правой частях формулы (z.15), равны одной и той же постоянной величине. Обозначим эту константу «–k2». Константа берётся со знаком минус. Это отражает тот факт, что система стремится к состоянию теплового равновесия. Теперь можем переписать уравнение (z.15) в виде (z.16) Из соотношения получим систему обыкновенных дифференциальных уравнений, которые легко интегрируются: (z.17)  70

  • Слайд 71

    Первому уравнению системы (z.17) удовлетворяет функция Решением второго уравнения рассматриваемой системы является функция Следовательно, решением уравнения (z.7) является (см. уравнение (z.11)) функция (z.18) Определим, заданных уравнением (z.18) функций, являются решениями задачи (z.7) – (z.10). То есть выясним, при каких значениях констант k, C1, C2 и C3функции (z.18) удовлетворяют заданным начальному условию (z.8) и граничным условиям (z.9) – (z.10). Согласно выражению (z.9) имеем 71

  • Слайд 72

    (z.19) из чего следует (z.20) Введём обозначение: А=С1·С3. С учётом равенства (z.20) выражение (z.18) можно переписать в виде (z.21) 72

  • Слайд 73

    Согласно граничному условию (z.10) (z.22) Здесь Bi– критериальное число Био. Вследствие того что котангенс – периодическая (с периодом равным π) функция, характеристическое уравнение (z.22) имеет бесчисленное множество корней: {μn}. Каждый последующий корень больше предыдущего: (z.23) 73

  • Слайд 74

    Чем больше n, тем ближе значение μn к числу (n–1)·n. Рисунок (z.2) иллюстрирует графический способ нахождения решений уравнения (z.22). Суть заключается в том, что обозначив левую часть уравнения (z.22) как y1 [y1=ctg(μ)], а правую – как y2 [y2=μ/Bi], и построив в координатах (μ,y)графики функций y1 и y2, решения можно получить как абсциссы точек пересечения прямой y2=μ/Biс котангенсоидойy1=ctg(μ). Отметим, что каждому значению Biсоответствует своё множество корней уравнения (z.22). Тангенс угла наклона прямой y2 равен 1/Bi. Если Bi→∞, угол наклона прямой будет стремиться к нулю: прямая приближается в оси абсцисс. В этом случае корни характеристического уравнения равны: (z.24) 74

  • Слайд 75

    y π 2π 3π 4π μ1 μ y1=ctg(μ) y2=μ/Bi y1 2 μ2 μ3 μ4 y1 y1 1 0 3 -1 -2 -3 Рисунок z.2 – Графический способ решения уравнения (z.22) 75

  • Слайд 76

    Легко заметить, что они совпадают с характеристическими числами задачи охлаждения/нагрева плоской неограниченной пластины, на поверхностях которой задана температура (граничные условия 1-го рода), которая поддерживается постоянной. Такое совпадение объясняется тем, что значения Bi→∞ соответствует интенсивному теплообмену тела с окружающей средой: термическое сопротивление пограничного слоя много меньше термического сопротивления внутри тела. Поддерживать же температуру поверхности тела постоянной в случае охлаждения/нагрева возможно только обеспечив именно такие условия теплообмена: термическое сопротивление пограничного слоя (определяется величиной коэффициента теплоотдачи и толщиной слоя) таково, что обеспечивается отвод/подвод тепла, необходимый для обеспечения постоянства температуры поверхности. При Bi→0 корни уравнения (z.21) равны: (z.25) 76

  • Слайд 77

    Каждому корню μn соответствует своё частное решение, описывающее некоторое распределение температуры: (z.26) Каждая из функций (z.26) – частное решение задачи (z.7) – (z.10). Общим решением является сумма всех частных решений, то есть бесконечный ряд: (z.27) 77

  • Слайд 78

    Постоянную An в уравнении (z.27) можно найти находим из начального условия: (z.28) Уравнение (z.28) есть разложение четной функции в ряд Фурье с заданными параметрами μn, определяемыми характеристическим уравнением (z.22). Для этой последовательности чисел μn справедлива формула (z.29) с помощью которой можно определить все значения коэффициентов An в уравнении (z.28). Для этого умножим обе части уравнения (z.28) на cos(μnx/h) и затем проинтегрируем полученное соотношение по толщине пластины. Приняв во внимание чтокак все слагаемые в правой части, для которых n ≠ m, обращаются в нуль, получим (z.29) 78

  • Слайд 79

    Интеграл в правой части соотношения (z.29) равен Поэтому (z.30) Из уравнения (z.30) следует, что An является функцией только корня характеристического уравнения и начального распределения температуры. Подставив полученное выражение для постоянной An в уравнение (z.28), получим уравнение для температурного поля при охлаждении (нагревании) однородной пластины 79

  • Слайд 80

    (z.31) Уравнение (z.31) позволяет получить значение температуры в любой точке пластины для любого момента времени τ при любом начальном распределении температуры θ0. Если в начальный момент времени (t=0)температура в пластине распределена равномерно, то есть T0–Tс=q0=const, то интеграл в уравнении (z.31) равен (θ0·2h/mn)·sin(μn). При этом выражение для An принимает вид: (z.32) 80

  • Слайд 81

    Подставляя значение Anв уравнение (z.31), получаем: (z.33) Или в безразмерном виде: (z.34) Здесь Θ=θ/θ0 – безразмерная температура; X=x/δ– безразмерная координата; Fo=at/h2 – число Фурье (безразмерное время). 81

  • Слайд 82

    Лыков А.В. Теория теплопроводности. ‒ М.: Наука, 1968. ‒ 600 с. Цветков Ф.Ф., Григорьев Б.А. Тепломассообмен: Учебное пособие для вузов. ‒ 2-е изд., испр. и доп. ‒ М.: Издательство МЭИ, 2005. ‒ 2005. ‒ 550 с. 82

  • Слайд 83

    Температурное поле при Bi →0 Температурное поле при Bi → 83

  • Слайд 84

    РЕГУЛЯРНЫЙ РЕЖИМ ТЕПЛООБМЕНА 84

  • Слайд 85

    Регулярный режим теплообменарежим теплообмена, при котором температурное поле в исследуемом теле уже не зависит от своего начального состояния (температурного поля в начальный момент времени), а определяется лишь теплофизическими свойствами тела, параметрами тепловыделения внутри тела и условиями теплообмена с окружающей средой (на границе «тело  окружающая среда»). 85

  • Слайд 86

    Для тел простейшей геометрической формы (пластина, шар, цилиндр, параллелепипед) решение задачи на нагревание в среде с постоянной температурой (граничные условия 3-го рода) можно записать так: (r1) где An,i начальные тепловые амплитуды, зависящие от начального распределения температуры (поля температуры в начальный момент времени) и геометрической формы тела;  функция, учитывающая изменение температуры в направлении, заданном координатой xi: xi=x , xi=y , xi=z; 86

  • Слайд 87

    R1, R2, R3 размеры тела; RV обобщённый размер тела, равный отношению объёма Vтела к площади Sего поверхности, то есть RV=V/S; (для неограниченной пластины RV=δ полутолщина пластины, для неограниченного цилиндра RV= R/2, для шара RV= R/3); n,iкорни характеристических уравнений, причём справедливы соотношения (r2) 87

  • Слайд 88

     число Фурье (нижний индекс V указывает, что в качестве определяющего размера взят обобщённый размер). Из соотношений (r2) следует, что каждый последующий член ряда (r1) с увеличением FoV будет исчезающее малым по сравнению с предыдущим, а сумма всех корней будет отличаться от величины первого члена лишь на малую величину. Как следствие, начиная с некоторого определённого значения числа Фурье Fo1, можно ограничиться одним лишь первым членом ряда, то есть при FoV>Fo1 будет справедливо (с достаточной степенью точности) равенство (r3) 88

  • Слайд 89

    Начиная со значения Fo1, зависимость между (TenvT) и временем будет описываться простой экспонентой. Прологарифмировав (r3), получим выражение (r4) Таким образом, графическая зависимость между (TenvT) и временем  будет иметь вид прямой линии. При длительном нагреве (FoV) температура во всех точках тела становится равной температуре окружающей среды Tenv (стационарное состояние). 89

  • Слайд 90

    Итак, весь процесс нагревания можно разделить на 3 стадии. 1-я стадия. Неупорядоченный режим. Характеризуется тем, что большую роль играет начальное распределение температуры. Всякая неравномерность в начальном распределении отражается на распределении температуры в следующие моменты времени. Зависимость между (TenvT)и  описывается рядом (r1). 2-я стадия. Регулярный режим. Зависимость между (TenvT) и  описывается экспонентой. Распределение температуры внутри тела описывается функцией Ф и не зависит от начального распределения, так как Аi,1входят в качестве множителя, то есть определяют масштаб, а не сущность явления. 3-я стадия. Стационарное состояние. Температура во всех точках тела равна температуре окружающей среды. Всё выше сказанное справедливо для тел любой формы. 90

  • Слайд 91

    1-я стадия 2-я стадия τ1 τ2 τ ln[TenvT(,)] ln(TenvT2) ln(TenvT1) 180Oψ ψ ψ 180Oψ ξ=0 ξ=R Рисунок  Логарифм разницы температур 91

  • Слайд 92

    Тангенс угла наклона прямой (регулярный режим) равен (r5) m скорость изменения логарифма избыточной температуры по времени, то есть (r6) Величина mназывается темпом нагревания (охлаждения). В регулярном режиме величина m одинакова для всех точек тела, а также для средней по объёму тела температуры 92

  • Слайд 93

    Из уравнения (r4) следует выражение (r7) Таким образом, m определяется  теплофизическими свойствами тела; формой тела, размерами тела. 93

  • Слайд 94

    На основании тождества (r6) для тела любой формы при граничных условиях 3-го рода в стадии регулярного режима нагревания справедливы соотношения (r8) В этом легко убедиться. Как было отмечено выше, в регулярном режиме величина m одинакова для средней по объёму телатемпературы , поэтому справедливы следующие выражения (r*) 94

  • Слайд 95

    С другой стороны уравнение (2.5) для рассматриваемого случая (отсутствие в нагреваемом теле внутренних источников тепловыделения) можно записать в виде: (r**) Проинтегрировав уравнение (**) по объёму рассматриваемого тела и выполнив очевидные преобразования, получим соотношение (r***) где теплоёмкость и плотность взяты при средней по объёму температуре. Плотность теплового потока можно выразить, воспользовавшись граничным условием 3-го рода, следующим образом (r****) 95

  • Слайд 96

    Теперь можем записать (r8) Из (r8) следует, что (r9) Определим (r10) В таком случае можем записать (r11) 96

  • Слайд 97

    Введём критериальное число Кондратьева (r12) получим (r13) Критериальное число Кондратьева характеризует неравномерность температурного поля и интенсивность теплового взаимодействия на границе «(поверхность тела)/(окружающая среда)». 97

  • Слайд 98

    В теории регулярно режима, предложенной Г.М. Кондратьевым, основываясь на соотношении (r6), главной характерной чертой регулярного режима полагают постоянство отношения локальной скорости нагрева к избыточной температуре (разности температуры окружающей среды и температуры в теле): (r14) То есть полагается, что условием начала регулярного режима является достижение температурного поля внутри тела некоторого состояния. При таком подходе принято выделять регулярные режимы первого и второго рода. 98

  • Слайд 99

    Регулярный режим первого рода регулярный режим теплообмена, реализуемый при постоянной температуре окружающей среды. Пример такого режима для случая нагрева тела рассмотрен выше. Регулярный режим второго рода  регулярный режим теплообмена, реализуемый при постоянном тепловом потоке на поверхности тела: (при задании граничных условий 2-го рода); или, в случае, когда температура окружающей среды (при задании граничных условий 3-го рода) является линейной функцией времени: . При регулярном режиме второго рода температура тела является линейной функцией времени, то есть растёт с постоянной скоростью: (r15) 99

  • Слайд 100

    Лыков А.В.и ученики показали, что регулярные режимы как первого, так и второго рода имеют общее свойство: для них характерна независимость от времени теплового потока q через любую замкнутую поверхность в тела к тепловому потоку qsurfчерез поверхность, ограничивающую тело: (r16) Таким образом, регуляризация кинетики теплообмена происходит по тепловым потокам и, как следствие, по температурным полям. Поэтому деление регулярных режимов на режимы различных родов является чисто «техническим приёмом», в отличие от выделения различных родов граничных условий. Регулярный режим наступает при достижении условия (r16). 100

  • Слайд 101

    Развивая этот принцип, можно в качестве общего свойства регулярного режима принять соотношение (r17) Следовательно, при регулярном режиме скорость изменения средней температуры тела прямо пропорциональна разности между температурой окружающей среды и средней температурой тела: (r18) 101

  • Слайд 102

    Из соотношения (r13), применив выражение (r7), получим важную зависимость: (r19) Корни характеристического уравнения являются функцией числа Био BiV. Следовательно, критериальное число Кондратьева определяется формой тела и критериальным числом Био. 102

  • Слайд 103

    Кривые Kd=f(BiV) для совершенно различных геометрически тел настолько близки друг к другу (см. рисунок), что практически всё их семейство можно заменить усреднённой кривой, аналитическим выражением которой является соотношение Н.А. Ярышева: (r20) 4 8 12 16 0 BiV 0.4 1.0 0.8 0.6 Kd 1 2 3 1 пластина; 2 шар; 3 цилиндр. Рисунок 11  Универсальная приближённая зависимость Kd=f(BiV) 103

  • Слайд 104

    Проанализируем зависимость темпа нагревания от числа Био BiV. Если числа Био BiV0 (на практике достаточно выполнения условия BiV

  • Слайд 105

    Если числа Био BiV (на практике достаточно выполнения условия BiV>100), то (r23) то есть в рассматриваемом случае критерий Кондратьева  постоянная величина. А для темпа нагревания справедлива формула (r24) Уравнение (24) известно как первая теорема Кондратьева: «При больших числах Био темп нагревания прямо пропорционален коэффициенту температуропроводности».   Критериальные числа Кондратьева, таким образом, имеют значения, лежащие в диапазоне от нуля до некоторой постоянной величины, определяемой формой тела, Kd. 105

  • Слайд 106

    КОНТАКТНЫЙ ТЕПЛООБМЕН 106

  • Слайд 107

    ПОНЯТИЕ О КОНТАКТНОМ ТЕПЛООБМЕНЕ Контактным теплообменом принято называть передачу тепла между соприкасающимися твёрдыми поверхностями. На рисунке показано, как изменяется температура вдоль оси цилиндрического тела, через которое проходит стационарный тепловой поток плотностьюq,Вт/м2. Изменение температуры вдоль оси сплошного цилиндрического тела (а)и составного тела при реальном (б) и идеальном (в) контакте 107

  • Слайд 108

    Если боковые поверхности цилиндрического тела теплоизолированы, а теплопроводность к его материала не зависит от температуры, то согласно закону теплопроводности Фурье Градиент температуры dT/dxпостоянен вдоль оси, а температура тела изменяется по линейному закону (рисунок а). Если стержень разрезать поперек на две части и привести их в контакт (рисунок б), то на некотором удалении от зоны контакта распределение температуры в обеих частях будет также линейным. Однако экстраполяция линейных участков распределения температуры на плоскость контакта дает некоторый скачок температуры ΔTK, который в большинстве случаев пропорционален плотности теплового потока через контакт: 108

  • Слайд 109

    Коэффициент пропорциональности ак в этом выражении имеет размерность Вт/(м2·К)и называется коэффициентом контактной теплопередачи, или тепловой проводимостью контакта. Обратную величину 1/ак = ΔTк/q называют контактным термическим сопротивлением. Появление скачка температуры ΔTк в составном теле означает, что зона контакта создает дополнительное термическое сопротивление, равное 1/ак. Задача теории контактного теплообмена заключается в том, чтобы установить, какие факторы и каким образом определяют величину ак. Отправной пункт теории контактного теплообмена — понятие об идеальном тепловом контакте. Тепловой контакт двух сред 1 и 2 называют идеальным, когда на границе их раздела равны температуры сред и плотности тепловых потоков: (k.1) 109

  • Слайд 110

    Здесь λ1 и λ2‒ теплопроводности контактирующих сред, Вт/(м·К); x ‒ нормаль к контактной поверхности, направленная в сторону уменьшения температуры;q‒ плотность теплового потока через контакт, Вт/м2. Равенство температур на границе раздела двух сред означает равенство средних энергий теплового движения структурных частиц контактирующих веществ, а равенство тепловых потоков отражает закон сохранения тепловой энергии. Таким образом, при идеальном тепловом контакте температура и тепловой поток изменяются на границе раздела двух сред непрерывно, а градиент температуры изменяется скачкообразно, если (рисунок в). 110

  • Слайд 111

    Реальный тепловой контакт, как уже отмечалось, характеризуется скачком температуры ΔТК=Т1‒Т2 на границе раздела, происхождение которого обусловлено рядом. В задачах стационарной феноменологической теории теплопроводности расчёт температуры в составных конструкциях существенно упрощается, если рассматривать контактный теплообмен условно как чисто поверхностное явление, то есть считать, что геометрические границы раздела сред сингулярные: не имеют «толщины», но тем не менее обладают известным термическим сопротивлением. Вследствие сделанного упрощения температуру внутри сплошной среды можно рассчитывать так же, как и в случае с идеальными тепловыми контактами, но для сшивки температуры в контактирующих средах вместо уравнений (k.1) записать (k.2) 11

  • Слайд 112

    Из уравнений (k.2) следует, что скачок температуры имеет место только тогда, когда существует перпендикулярный поверхности раздела тепловой поток. При отсутствии теплообмена (q=0), очевидно,Т1=Т2иΔTк=0. Иначе говоря, контактный скачок температуры прямо пропорционален перпендикулярным границе раздела градиентам температуры: (k.3) В последнем выражении величиныg1=λ1/αKиg2=λ2/αKимеют размерность длины и называются длинами температурного скачка,илидополнительной стенкой. 112

  • Слайд 113

    113

  • Слайд 114

    Если длины температурного скачка g1и g2много меньше толщины любого из контактирующих материалов, то это означает, что контактное термическое сопротивление мало и не оказывает существенного влияния на распределение температуры в рассматриваемой системе. Однако во многих случаях величины g1и g2составляют несколько сантиметров и даже десятков сантиметров, так что термическое сопротивление контактов становится доминирующим. 114

  • Слайд 115

    Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с. 115 Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с.

  • Слайд 116

    ТЕПЛОВАЯ ПРОВОДИМОСТЬ СПЛОШНЫХ ГРАНИЦ РАЗДЕЛА СРЕД Эффективность переноса энергии через границу раздела сред Процесс теплопроводности в различных веществах осуществляется благодаря движению и рассеянию носителей тепловой (внутренней) энергии. На границах раздела сред происходит обмен энергией между её носителями в обеих средах; причем граница всегда отражает часть падающей на неё энергии (в этом смысле границу раздела сред можно назвать энергетическим зеркалом). Для иллюстрации рассмотрим несколько простых примеров. Начнём с классической задачи об энергообмене между двумя сталкивающимися частицами, одна из которых имеет массу М и до столкновения покоится, а вторая имеет массу m и кинетическую энергию Е. Используя законы сохранения энергии и импульса, находим, что в результате центрального удара первоначально покоившаяся частица приобретает энергию ΔЕ=ξ·Е, где ξ = ΔЕ/Е = 4тМ/(т + М)2. (n1) 116

  • Слайд 117

    Величину ξ – коэффициент прохождения энергии (можно назвать эффективностью энергообмена между сталкивающимися частицами). Как видно, эффективность энергообмена зависит только от масс сталкивающихся частиц. Чем больше разница в массах частиц, тем менее эффективен энергообмен между ними. Максимальная передача энергии наблюдается при столкновении одинаковых частиц. По этой причине, например, для замедления нейтронов используют вещества с малой атомной массой (и с малым сечением поглощения нейтронов).

  • Слайд 118

    Рассмотрим далее прохождение энергии упругих колебаний через границу двух упругих полупространств. Упругая волна представляет собой по существу две независимо распространяющиеся волны: в одной из них частицы вещества смещаются вдоль направления распространения самой волны, в другой – смещение направлено в плоскости, перпендикулярной направлению распространения. Первая волна называется продольной, вторая – поперечной. Для упрощения анализа предположим, что в контактирующих средах распространяются только продольные волны (как в тонком стержне). Обозначим x: координату, перпендикулярную плоскости раздела сред и направленную из среды 1 в среду 2. При распространении упругой волны вдоль оси x: смещение частиц среды u(x,t) и возникающее при этом напряжениеσ(х,t)в её материале связаны законом Гука: σ=E·∂u/∂x, где Е – модуль упругости. Кроме того, должен выполняться второй закон Ньютона, на основании которого произведение ускорения ∂2u/∂t2 на массу единицы объёма среды, то есть на её плотность ρ, равно силе внутренних напряжений ∂σ/∂x: ρ(∂2u/∂t2)= ∂σ/∂x . 117

  • Слайд 119

    Исключая отсюда смещение или напряжение с помощью закона Гука, получаем два волновых уравнения: которые описывают распространение волн смещения и напряжения со скоростью , называемой скоростью звука. Если монохроматическая волнараспространяется вдоль оси х, то смещение частиц среды описывается выражением u(x,t) =U·sin[ω(t–x/c)], где ω – круговая частота колебаний; U – амплитуда смещения. На границе раздела сред по обе её стороны должны быть одинаковы напряжения и смещения (условие неразрывности сред на границе), а кроме того – и частоты колебаний. Используя это граничное условие, можно установить связь между амплитудами падающей U1, прошедшей U2и отраженной Uотр волн: Uотр = U1·(Z1- Z2)/(Z1 + Z2) ; U2 = U1·2Z1 /(Z1+Z2) . Здесь Z=ρc –акустический импеданс среды – произведение плотности среды и скорости звука в среде. 118

  • Слайд 120

    Поскольку интенсивность волны (плотность потока энергии) пропорциональна квадрату амплитуды, то коэффициент прохождения энергии упругих колебаний через границу ξ=1–(Uотр /U1)2= 4Z1 Z2 /(Z1+Z2 )2 , (n2) то есть определяется значениями акустических импедансов. Чем больше различаются импедансы контактирующих сред, тем большая часть энергии упругих колебаний отражается от границы и тем меньше коэффициент прохождения энергии (эффективность энергообмена). Поэтому звук хорошоотражается от границы газ–твёрдое_тело. Среди жидкостей минимальный акустический импеданс имеютжидкий гелий и неон. Так, в жидком гелии скорость звука (~200 м/с) меньше, чем в воздухе; плотность 130 кг/м3 и импеданс 2.6·104 кг/(м2·с) много меньше, чем аналогичные величины для меди: с≈4 км/с; ρ≈8900 кг/м3; Z≈36·106кг/(м2·с). Поэтому через границу медь–жидкий_гелий передается около 0.3% энергии упругих колебаний (фононов), что и является одной из причин низкой тепловой проводимости контакта жидкого гелия с твёрдыми стенками(см. термическое сопротивление Капицы). 119

  • Слайд 121

    Рассмотрим далее прохождение электромагнитной волны через границу двух прозрачных диэлектриков, характеризующихся коэффициентами преломления света n1 и n2, а также скоростями распространения света c1 и c2, причем, как известно, n1/n2=c2/c1(то есть скорость света меньше в том диэлектрике, у которого больше показатель преломления). При нормальном падении линейно-поляризованной электромагнитной волны на границу двух диэлектриков условие непрерывности тангенциальных составляющих векторов электрической и магнитной напряжённостей позволяет получить выражение для коэффициента прохождения энергии [5] ξ = 4n1n2(n1+n2)2 = 4c1c2 /(c1+с2)2 . (n3) Чем больше различаются показатели преломления контактирующих диэлектриков, тем больше отражение света от границы их раздела и тем меньше величинаξ. 120

  • Слайд 122

    Коэффициент тепловой аккомодации Согласно законам классической механики энергообмен при столкновении двух частиц не зависит от потенциала взаимодействия между ними [см. формулу (4.2.1)]. Более сложной задачей является расчёт энергообмена при столкновении газовой молекулы с твердой стенкой. Экспериментальное изучение взаимодействия газовых молекул с твёрдой поверхностью осложняется главным образом необходимостью строго контролировать ●состояние поверхности, ●её состав, ●структуру, ●свойства. В то же время, как отмечено в § 4.1, эффективность энергообмена молекул со стенкой, характеризуемая коэффициентом тепловой (термической) аккомодации может существенно влиять на тепловую проводимость границ газ-стенка. Учитывая важность и сложность определения коэффициента аккомодации, рассмотрим, с целью получить удобное выражение для оценки коэффициента аккомодации, упрощённую модель взаимодействия газовых молекул с твёрдой или жидкой поверхностью. 121

  • Слайд 123

    Рассмотрим столкновение атома газа, имеющего массу m и начальную кинетическую энергию Е, с первоначально покоящимся поверхностным атомом массой М (рисунок). На некотором расстоянии от поверхности между атомом газа и стенкой действует сила притяжения, обусловленная взаимодействием этого атома со всеми атомами стенки. Потенциал сил притяжения между атомом и стенкой имеет яму глубинойU. Когда атом газа приближается к поверхности и попадает в область действия сил притяжения, его кинетическая энергия возрастает на величину U, равную глубине потенциальной ямы, и становится равной E+U. Эта энергия в результате столкновения распределяется между атомом газа, энергия которого становится Ет, и поверхностным атомом, получившим энергию EM, в соответствии с законом сохранения энергии:E+U=Em+EM. Поверхностный атом передает приобретённую энергию EM в глубь стенки. 122

  • Слайд 124

    123

  • Слайд 125

    Согласно теории упругого столкновения частиц (когда оно не сопровождается изменением их внутреннего состояния) кинетические энергии частиц и их скорости после столкновения в системе центра инерции обратно пропорциональны массам. В нашем случае естественно связать центр инерции с твёрдой поверхностью. Поэтому имеем EM/Em=m/M≡μ. В итоге находим долю ε энергии, которую атом газа передает стенке: ε=ЕM /Е= ξ0(1+U/E) . (n4) Здесь ξ0=(1/2)[μ/(1+μ)], а коэффициент 1/2 введен для того, чтобы приближённо учесть усреднение по углам падения газовых атомов на стенку. 124

  • Слайд 126

    Из выражения (n5) следует, что падающая частица теряет при столкновении всю начальную энергию и, следовательно, остаётся в адсорбированном состоянии, если E ≤ E0 ≡ Uξ0(1–ξ0) , (n5) причём ε=1 при E ≤ E0. Относительное число частиц, имеющих кинетическую энергию в диапазоне [Е;E+dE]и падающих на единичную площадь поверхности за 1 с при температуре газа Т и максвелловском распределении по энергии, равно (n6) Усредняя передаваемую стенке долю энергии (n5) по спектру (n6) и имея в виду, что ε=1 при Е≤Е0, получаем окончательное выражение для температурной зависимости коэффициента тепловой аккомодации: (n7) 125

  • Слайд 127

    Отсюда следует, что по мере увеличения температуры газа коэффициент аккомодации уменьшается от 1 до ξ0=μ/[2·(1+μ)], при этом ξ тем больше, чем больше отношение масс атомов газа и стенки μ=m/Mи чем больше пороговая энергия E0/kT(то есть энергия связи газа со стенкой). Графики, представленные на рисунках 4.5, свидетельствуют о том, что экспериментальные данные для инертных газов удовлетворительно согласуются с результатами расчёта по формуле (4.2.7) при следующих значениях пороговой энергии Е0 (выраженной в градусах Кельвина): E0(Ar)=60 K;E0(Kr)=130 K;E0(Xe)=350 K. 126

  • Слайд 128

    127

  • Слайд 129

    Для легких газов гелия и неона глубина потенциальной ямы невелика (U0.01эВ или 100К), в связи с чем из (n7) следует, что для нихξ≈ξ0, то есть коэффициент аккомодации определяется только отношением масс атомов газа и стенки. В случае взаимодействия газа с технической поверхностью, покрытой обычно слоями различных адсорбированных веществ, температурная зависимость коэффициента аккомодации становится более сложной, так как нагревание загрязненных поверхностей сопровождается десорбцией легких фракций и увеличением поэтому средней массы поверхностных атомов и энергии взаимодействия газа со стенкой. Как правило, коэффициенты аккомодации газов на технических поверхностях выше (ближе к 1), чем на чистых поверхностях. 128

  • Слайд 130

    Теплообмен на границе раздела Выше показано, что энергообмен между носителями тепловой энергии на границах раздела сред может быть малым. Рассмотрим теперь, как это обстоятельство влияет на величину скачков температуры на границе в условиях теплообмена между средами. Строгий расчёт теплопереноса через границу не может быть выполнен даже в простейших случаях, так как не известен закон, по которому происходит рассеяние носителей тепловой энергии на границе раздела сред. С этой точки зрения любой анализ рассматриваемой задачи является приближенным. Исследуем один из простейших вариантов. Этого достаточно для понимания сути вопроса. Пусть две контактирующие по гладкой плоскости х=0 среды 1 и 2 характеризуются, соответственно, коэффициентами теплопроводности λ1и λ2 идлинами свободного пробега носителей тепловой энергии l1и l2. Плотность теплового потока на границе раздела сред – q, Вт/м2. Краевыми эффектами пренебрегаем, то есть считаем области бесконечными. Это позволяет рассматривать задачу в одномерном приближении: температурное поле изменяется только в направлении, перпендикулярном границе (плоскости раздела сред). 130

  • Слайд 131

    Поле температуры, сформировавшееся в средах, схематично изображено на рисунке. В пристенных слоях толщиной l1 и l2 носители тепловой энергии распространяются без рассеяния и прибывают на границу, имея среднюю энергию соответствующую температурам Tl1 и Tl2, а покидают ее со средней энергией, соответствующей температурам T1 и T2. За эффективные (экстраполированные на границу) температуры сред по обе стороны границы можно принять полусуммы средних температур падающих и отраженных частиц: Tэф1=(Tl1 +T1)/2; Tэф1=(Tl1 +T1)/2.(n8) 131

  • Слайд 132

    132

  • Слайд 133

    В условиях полной тепловой аккомодации средняя температура(и, соответственно, энергия) отражённых от границы частиц равна эффективной температуре другой среды (T1=Tэф2; T2=Tэф1). В общем случае, когда энергообмен между частицами двух сред неполный, температуры падающих и отражённых частиц связаны с эффективными температурами сред выражениями ξ=(Tl1 –T1)/(Tl1–Tэф2) = (T2 – Tl2)/(Tэф1 – Tl2),(n9) которые являются по существу определениями коэффициента тепловой аккомодации ξ. В знаменателях записаны располагаемые энергии (максимально возможные), которые могут быть переданы частицами одной среды в другую, а в числителях – действительно передаваемые энергии. 133

  • Слайд 134

    Тепловая проводимость поверхности контакта (границы раздела) α есть, по определению, отношение передаваемого теплового потока qк экстраполированному скачку температур: Tэф1–Tэф2. Применяя гипотезу Фурье, получаем для участков линейной экстраполяции температуры в приграничных областях, дополнительные уравнения, связывающие энергии частиц (см. рисунок): (n10) Решая совместно уравнения (n8)–(n10), находим окончательно формулу для тепловой проводимости поверхности контакта: (n11) 134

  • Слайд 135

    В скобках записана сумма термических сопротивлений пристенных слоёв толщиной порядка длины свободного пробега носителей тепловой энергии. Для большинства жидкостей и твёрдых тел эти сопротивления очень малы (порядка 108 ÷ 1011, (м2·К)/Вт), а величина рассчитанная по акустическим импедансам, редко бывает меньше 0.2. Поэтому на чистых границах жидких и твёрдых сред при сплошном контакте скачков температуры практически обнаружить невозможно (идеальный тепловой контакт). В случаях контакта твёрдой стенки с разреженным газом или жидким гелием, когда коэффициенты аккомодации малы, а термические сопротивления пристенных слоёв велики, скачки температуры на поверхности контакта значительны. 135

  • Слайд 136

    ТЕПЛОВАЯ ПРОВОДИМОСТЬ КОНТАКТА ТВЁРДЫХ ШЕРОХОВАТЫХ ПОВЕРХНОСТЕЙ Геометрические характеристики технических поверхностей Типы неровностей поверхности, оказывающие наибольшее влияние на свойства механического контакта твёрдых тел (рисунок): шероховатостьволнистостьотклонение формы . Шероховатость поверхности – это совокупность неровностей поверхности с относительно малыми шагами, выделенная с помощью базовой длиныl(то есть в пределах базовой длины). Шероховатость характеризует гладкость поверхности на «микроуровне». Исходная шероховатость является следствием технологической обработки поверхности материала. Для широкого класса поверхностей горизонтальный шаг неровностей находится в пределах от 1 до 1000мкм, а высота – от 0.01 до 10мкм. Параметры исходной шероховатости меняются, как правило, в результате трения и изнашивания. Образуется эксплуатационная шероховатость. Эксплуатационная шероховатость, воспроизводимая при стационарных условиях трения, называется равновесной шероховатостью. 136

  • Слайд 137

    137

  • Слайд 138

    На рисунке схематично показаны параметры шероховатости, где:l– базовая длина; m– средняя линия профиля;Smi– средний шаг неровностей профиля;Si– средний шаг местных выступов профиля;Himax– отклонение пяти наибольших максимумов профиля;Himin– отклонение пяти наибольших минимумов профиля;himax– расстояниеот высших точек пяти наибольших максимумов до линии, параллельной средней и не пересекающей профиль; himin– расстояние от низших точек пяти наибольших минимумов до линии, параллельной средней и не пересекающей профиль; Rmax– наибольшая высота профиля; yi – отклонения профиля от линии m; p– уровень сечения профиля; bn– длина отрезков, отсекаемых на уровне p. 138

  • Слайд 139

    Волнистость – совокупность периодически повторяющихся неровностей, у которых расстояния между смежными возвышенностями или впадинами превышают базовую длину l. Волнистость занимает промежуточное положение между шероховатостью поверхности и макронеровностью. Условно границу между различными порядками отклонений поверхности можно установить по значению отношения шага к высоте. Чаще волнистость имеет синусоидальный характер, что является следствием колебаний в системе «станок–приспособление–инструмент– деталь», возникающих из-за неравномерности составляющих силы резания, наличия неуравновешенных масс, погрешностей привода и т. п.  139

  • Слайд 140

    Отклонение формы (макронеровность) характеризует отклонение геометрической формы детали от заданной. Отклонение формы –отклонение формы реальной поверхностиили реального профиляот формы номинальной поверхности или номинального профиля. Количественно отклонение формы оценивается наибольшим расстоянием от точек реальной поверхности (профиля) до прилегающей поверхности (профиля) по нормали к прилегающей поверхности(профилю). 1.Шероховатость поверхности не включается в отклонение формы. В обоснованных случаях допускается нормировать отклонение формы,включая шероховатость поверхности. 2.Волнистость включается в отклонение формы. В обоснованных случаях допускается нормировать отдельно волнистость поверхности или часть отклонения формы без учёта волнистости. Допуск формы  – наибольшее допустимое значение отклонения формы. 140

  • Слайд 141

    141

  • Слайд 142

    Геометрические параметры шероховатости и волнистости стальных поверхностей в результате плоского шлифования 142

  • Слайд 143

    Распределение поверхностных неровностей по высоте – одна из важнейшим характеристик поверхностных неровностей (см рисунок). Опорная плоскость – плоскость, касательная к вершине самого высокого выступа. (На рисунке опорная плоскость – это плоскость «0»). Максимальная высота неровностей (hM) – расстояние между опорной плоскостью и дном самой глубокой впадины. Способы определения (отсчёта) высоты неровностей: 1)от уровня самой глубокой впадины (на рисунке – h); 2)от уровня самого высокого выступа (на рисунке – z = hM – h). Для контактных задач предпочтительнее второй вариант. Причина: при сближении поверхностей соприкасаются прежде всего наиболее высокие неровности. Это обстоятельство предопределяет и подход к выбору функции распределения неровностей по высоте. Если подсчитать число выступов n, высота которых превышает заданную h(или, что то жесамое , меньше z), то, изменяя hили zот 0 до hM, можно получить кривую распределения n(z)(рисунок, фрагмент «б»). 143

  • Слайд 144

    144

  • Слайд 145

    N[м–2] – полное число выступов неровностей на единичной площадке (участке поверхности, площадь которой равна единице) базовой (номинальной, сглаженной, видимой). Наиболее важен для контактных задач диапазон значенийz=0÷hM /2. Простейшая аппроксимация действительной функции – степенная функция: n(z) =N(z/hM)m,(n12) где m≥0 – показатель распределения неровностей по высоте, зависящий вместе с характерным числом неровностей N и их максимальной высотой hм от способа обработки поверхностей. Если m=0, то все выступы имеют одинаковую высоту (однородное распределение). Чем больше величина m, тем более неравномерно распределены выступы по высоте. Для шероховатых поверхностей чаще всего m=1÷3 (см. таблицу). Меньшие значения m соответствуют более высокому классу чистоты обработки. Для волнистых поверхностей характерны значения m

  • Слайд 146

    Часто применяют еще одну характеристику неровностей – так называемую кривую опорной поверхностиη(у). Кривая опорной поверхности –зависимость относительной площадиηсечения неровностей плоскостью С, параллельной опорной плоскости О, от расстоянияyмежду названными плоскостями (рисунок, фрагмент «в»). Кривую опорной поверхности также аппроксимируют степенной функцией: η=b(y/hM)ν,(n13) в которой bи ν – безразмерные параметры кривой опорной поверхности. Если бы зависимость (n13) была справедлива во всем диапазоне y=0÷hM, то следовало бы положить b=1, так как η=1 при y=hM. Однако, формулу (n13) применяют, обычно, в области y

  • Слайд 147

    Установить связь между параметрами распределений (n12) и (n13) можно, задав профиль неровностей. Так как форма вершин неровностей шероховатости или волнистости близка к сферической, то шероховатую или волнистую поверхность можно представить в виде набора сферических сегментов одного радиуса, равного среднему (типичному) радиусу кривизны r вершин выступов (рисунок). 147

  • Слайд 148

    В таком случае секущая плоскость, удалённая от опорной плоскости нарасстояние у, отсекает от неровностей сферические сегменты с высотой u=у–zи с площадью основания S=π(2ru–u2)≈2πru, так как радиус кривизны обычно много больше высоты неровностей и тем более высоты сегмента (см. таблицу). Согласно (n12) на единичной площадке видимой поверхности число выступов высотой в диапазоне от zдо z+dzравноdn(z)=m(z/hM)m–1d(z/hM). Поэтому относительная площадь сечения выступов на глубине у составляет величину (n14) 148

  • Слайд 149

    Сравнивая это выражение с (n13), находим ν=1+m, b=2πrhMN/(m+1). Величина аM=(2rhM)1/2имеет смысл радиуса основания наивысшего выступа. Важно отметить следующее. С изменением класса чистоты обработки радиус кривизны вершин неровностей и их высота изменяются в десятки раз. При этом с повышением класса чистоты радиус растёт, а высота, наоборот, – уменьшается (см. таблицу). А величина аM с изменением класса чистоты обработки изменяется сравнительно слабо. Данные таблицы позволяют сделать следующий вывод: для шероховатых поверхностей можно получить аM=31÷48 мкм; для волнистых поверхностей можно получить аM=560÷800 мкм. 149

  • Слайд 150

    Единое универсальное описание топографии твёрдых поверхностей практически невозможно. Причины этого – обилие и разнообразие ●способов и условий обработки твёрдых поверхностей; ●способов и условий эксплуатации твёрдых поверхностей. Экспериментальное определение детальной топографии поверхностей – процесс исключительно трудоёмкий. Поэтому приведенные здесь простые соотношения (n12) – (n14) и модель поверхности с неровностями сферической формы позволяют значительно упростить анализ многих контактных задач. 150

  • Слайд 151

    Результирующая тепловая проводимость контакта шероховатых или волнистых поверхностей В общем случае теплопередача через зону контакта твёрдых тел может осуществляться ●теплопроводностью через ▪пятна непосредственного соприкосновения; ▪газовую среду во впадинах неровностей; ●тепловым излучением. Перечисленные механизмы контактной теплопередачи действуют параллельно. 151

  • Слайд 152

    Поэтому результирующую тепловую проводимость контакта– αК – можно представить в виде суммы тепловой проводимости пятен контакта – αП – и тепловой проводимости межконтактной среды – αС : αК = αП + αС. Тепловая проводимость пятен контактаможетбыть рассчитана по формуле (n15) Использованы следующие обозначения: κ0 – коэффициент (в наших задачах κ0≈1); – эффективное (суммарное) значение среднеарифметических высот неровностей; λ– эффективный коэффициент теплопроводности; E – эффективный модуль упругости; pк – давление сжатия; a0 – предельный радиус пятен контакта. 152

  • Слайд 153

    Эффективные значения величин, присутствующих в правой части формулы (n15) задаются следующими выражениями (нижние индексы «1» и «2» указывают контактирующие поверхности): Показатель степени ω рассчитывается по формулам m– показатель распределения неровностей по высоте. Так как значения лежат в диапазоне 0÷∞, показатель степени ω может принимать значения от 1/3 до 1. В случае контакта шероховатых поверхностей предельный радиус пятен контакта а0≈30 мкм, а значения показателя степени показатель степени ω лежат в диапазоне ≈0.7÷≈0.8. В случае контакта гладких волнистых поверхностейа0≈0.5 мм, а значения ω лежат в диапазоне ≈0.4÷≈0.5. 153

  • Слайд 154

    Для расчёта тепловой проводимость межконтактной среды применяется соотношение Здесь σ – постоянная Стефана-Больцмана, Вт/(м2·К4); εпр – приведенная излучательная способность (степень черноты) контактирующих поверхностей; ε1 и ε2 – приведенные излучательные способности поверхностей «1» и «2», соответственно; g1иg2 – длины температурных скачков на границах зазора. (n16) 154

  • Слайд 155

    Уравнение (n16) получено теоретически. Существует также ряд полуэмпирических формул, большАя часть которых сведена в таблице. 4.8. С помощью уравнения (n16) можно определить, как изменяется вклад отдельных составляющих контактной теплопередачи при изменении чистоты обработки поверхностей, силы их сжатия, температуры и физических свойств газов и твердых тел. 155

  • Слайд 156

    156 Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с.

  • Слайд 157

    157 Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с.

  • Слайд 158

    158 Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с.

  • Слайд 159

    159 Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с.

  • Слайд 160

    160 Кокорев, Л.С. Теплогидравлические расчёты и оптимизация ядерных энергетических установок: Учеб. Пособие для вузов / Л.С. Кокорев, В.В. Харитонов. Под ред. В.И. Субботина / ‒ М.: Энергоатомиздат, 1986. ‒ 248 с.

  • Слайд 161

    СПОСОБЫ РЕГУЛИРОВАНИЯ КОНТАКТНОГО ТЕРМИЧЕСКОГО СОПРОТИВЛЕНИЯ В различных технических устройствах, где присутствует контактный теплообмен, требуется ●либо интенсификация контактного теплообмена, ●либо, наоборот, создание дополнительного термического сопротивления. Для решения этих вопросов можно предложить некоторые практические рекомендации, вытекающие из анализа выражения (4.3.24). 161

  • Слайд 162

    Способы интенсификации контактного теплообмена ●Повышение контактного давления. ●Улучшение чистоты обработки поверхностей до 8–9 классов (уменьшение средней высоты шероховатостей до 1–2 мкм). Дальнейшее повышение чистоты обработки технически сложно и не даёт эффекта из-за существенного влияния волнистости. ●Заполнение межконтактного зазора ▪газомс высокой теплопроводностью (гелий, водород, неон), ▪жидкостями (масло, глицерины, легкоплавкие металлы (например, эвтектический сплав свинца и висмута: 44.5%Pb+55.5Bi)), ▪порошкообразными веществами (графитовый, медный или алюминиевый порошок и т.п. лучше в композиции с вязкой жидкостью, например, глицерином). 162

  • Слайд 163

    ●Нанесение на контактирующие поверхности покрытий с высокой теплопроводностью и малой твердостью, например из серебра, меди, никеля, олова и др. Толщина покрытий должна быть больше размера пятен контакта, то есть составлять десятки микрон. ●Введение в зону контакта высокотеплопроводных тонких прокладок из мягких металлов (олово, кадмий, свинец и др.). 163

  • Слайд 164

    Способы повышения контактного термического сопротивления ●Сведение до минимума контактного давления. ●Увеличение высоты неровностей путём грубой обработки поверхностей и нанесения волнистости и неплоскостности. ●Создание в зоне контакта разреженной газовой среды. ●Введение в зону контакта ▪ прокладок из термоизоляционных материалов (листовой асбест, стеклянный войлок и т.п.), ▪ порошкообразных окислов, ▪ окисление металлических поверхностей, ▪ пакетов из тонких жестких металлических листов. 164

  • Слайд 165

    Вопросы, выносимые на зачёт 1. Теплопроводность. Теплоотдача. Теплопередача. Тепловой поток. Плотность теплового потока (размерность в СИ). Линейный тепловой поток (размерность в СИ). 2. Коэффициент теплоотдачи. Коэффициент теплопередачи. Коэффициент теплопроводности. Коэффициент температуропроводности. Коэффициенты термического сопротивления. (Во всех случаях только определения, дать размерность в СИ). 3. Уравнение (нестационарное, стационарное) теплопроводности (без вывода). Условия однозначности. Граничные условия. 4. Критериальное число Био. Критериальное число Фурье. Коэффициент эффективности ребра (дать определение). 165

  • Слайд 166

    Вопросы, выносимые на зачёт 5. Критический диаметр тепловой изоляции. Пояснить смысл термина. Какие материалы относятся к теплоизоляционным? 6. Коэффициенты эффективности ребра. Коэффициент эффективности оребрения стенки. 7. Регулярный режим теплообмена: суть. Критериальное число Кондратьева. 1-я теорема Кондратьева (сформулировать). 8. Контактный теплообмен – что это? Контактное термическое сопротивление контакта. Длина температурного скачка. 166

  • Слайд 167

    СПАСИБОЗА ВНИМАНИЕ

    ДЗЯКУЙ ЗА ЎВАГУ THANK FOR YOUR ATTENTION

Посмотреть все слайды

Сообщить об ошибке