Полная версия

Главная arrow Математика, химия, физика arrow Безмашинные методы энергоразделения газовых потоков

  • Увеличить шрифт
  • Уменьшить шрифт


<<   СОДЕРЖАНИЕ   >>

Анализ путей повышения температурного разделения в исследуемом устройстве

Опираясь на выражения (6.14), (6.15) и (6.18), оценим способы повышения температурного разделения в исследуемом устройстве. На рис. 6.3 показано влияние интенсификации теплообмена между

К кЬ

потоками (определяется величиной комплекса ДМ, т) = —- )

СяирСр

Расчет влияния интенсификации теплообмена в устройстве на температурное разделение при противоточной

Рис. 6.3. Расчет влияния интенсификации теплообмена в устройстве на температурное разделение при противоточной (а) (3—6) и прямоточной (б) (З'—б') схемах организации течения в зависимости от массовой доли дозвукового потока т. Параметры потоков в расчете Ме(/ = 2,0; С = 0,0455; Р0 = 1,15 МПа; г-0,864 соответствовали экспериментам № 7, 9, 10 табл. 5.2

  • (точки на графике):
    • 1,2— предельная величина нагрева и охлаждения потоков для М = 2,0 и г - 0,864 (расчет по (6.1) и (6.2)); 3—6 — расчет по (6.15) и (6.18); З'—б' — расчет по (6.14) и (6.18); 3, 3' — В(Ме(/, т), расчет по (6.17); 4, 4' — В(Ые(/, т) = В5иЬтахед, т)
    • 5, 5' — В(Мег т) = 2В8иЬтжед, т); 6, 6' - В(Мед, т) = 20В5иЬтахед, т)

на относительную величину температурного разделения

АТИ АТ.

и

Т

Т

О 'О

Кривые 3—6 соответствуют противоточной схеме течения теплоносителей, кривые 3'—6' — прямоточной. При расчете по выражениям (6.14)—(6.18) параметры сверхзвукового потока соответствовали экспериментальным режимам № 2—5 табл. 5.2. Распределение числа М вдоль сверхзвукового канала, рассчитанное по (5.1) для соответвую-щих М и Р0, заменялось на Мед, определенное по выражению (6.5). Коэффициент восстановления температуры принимался постоянным и равным экспериментально определенной величине г = 0,864. Кри-

вые 1 и 2 соответствуют предельным

АТ,

/ипах

А Т.

и

стах

Л я я *

Т0

для данных М

ец

и г и рассчитаны по (6.1) и (6.2).

Кривые 3 и 3' соответствуют относительной величине температурного разделения в модели устройства в широком диапазоне т. Параметры /?(М , т) рассчитывались по (6.17), т.е. коэффициенты теплоотдачи соответствовали развитому турбулентному течению в гладком круглом и гладком кольцевом каналах. Видно, что при данных В(М , т) влияние схемы течения незначительно, а сама величина температурного разделения существенно меньше предельно возможной (кривые 1 и 2), за исключением небольшой области при т < 0,1. Охлаждение дозвукового потока резко снижается по абсолютной величине с ростом т, при этом нагрев сверхзвукового потока растет, стремясь к некой постоянной величине. Следует отметить, что до значении т =-нагрев сверхзвукового потока не может

Ь(Мед, г)

быть равен предельному (кривая 1) в силу равенства (6.18).

Оценим пределы влияния интенсификации теплообмена в дозвуковом канале устройства на искомый эффект. Предположим, что Р{ашЬ » 13 сизир во всем диапазоне т, при этом параметры сверхзвукового потока остаются неизменными. Следовательно, из (6.16)

0/14/1 ,„„Ч _ О _ ®'.чирЗЗедИ^ _ О-пир Тед

^нир^Р ^эир^Р

где Тед площадь внутренней поверхности сверхзвукового канала. Подставляя в (6.14) и (6.15) выражения для ВзиЬт&хед, т), получим данные для построение кривых 4 и 4'. Таким образом, весь возможный эффект от интенсификации теплообмена в дозвуковом потоке сосредоточен внутри области, ограниченной кривыми 3 и 4 для про-тивоточной схемы и кривыми 3' и 4' для прямоточной. Точки, нанесенные на рис. 6.3, я, соответствуют экспериментальным данным № 2—5 табл. 5.2. Интенсификация теплообмена в дозвуковом канале приводит к росту температурного разделения во всем диапазоне т. Экспериментальные данные (см. рис. 5.7) согласуются с полученным результатом. Как видно из рис. 6.3, при т < 0,7 эффективность про-тивоточной схемы перед прямоточной проявляется наиболее явно. Очевидно, что большего температурного разделения в данном устройстве можно добиться, воздействуя на сверхзвуковой поток та-

ос р

GsupCp

ким образом, чтобы увеличивался комплекс ВшЬтахеа, т) = ец

ец

ец

при Meq = const. Так, при В(Меа, т) = 2Bsubmax(М , т) (кривые 5и 5')

доля дозвукового потока, охлажденного до

АТ,

с max

т

, при противоточ- ной схеме возрастает примерно в 2 раза, а при В(Ме(?, т) = = 20В5иЬтахед, т) — в 7,5 раза (кривые 6и 6'). При этом преимущества от применения противоточной схемы тем больше, чем больше В(Мед, т). Отметим также, что при противоточной схеме с увеличением В{Ме(?, т) температурное разделение потоков стремится к своей

максимальной величине, т.е. АТ*И2 —> АТ*ктдХ и АТ*с1 —> АГс*тах, при

^ . В выражении (6.15) в случае т = ^

этом т —>

тег г)

b(Meq, г)

воз-

никает неопределенность —, раскрытие которой приводит его к виду

A Th2 -

т;(-ьтегг))

b(М , г) +

  • 1
  • (6.19)

В(М , т)

Следовательно, при b(MeQ, г) »

  • 1
  • т -

В{ М т)

Ь(М^, г)

нагрев

сверхзвукового потока ATh2 ~ AThmax и АТс2 ~ ATcmax, т.е. установка работает на режиме максимальной эффективности.

Оценим влияние скорости сверхзвукового потока (осредненного числа Маха) на температурное разделение в устройстве. В первом приближении примем, что изменение числа Маха в сверхзвуковом канале происходит при постоянном массовом расходе через него Csup = const. Рассмотрим противоточную схему как более эффективную. Для удобства анализа выделим три режима работы установки, которые существенно отличаются друг от друга по максимально достижимому эффекту (см. рис. 6.3, б). Первый режим — массовый расход воздуха через дозвуковой канал существенно меньше, чем

через сверхзвуковой т «:-^-. В таком случае с ростом интен-

Ь(Мед, г)

сивности теплообмена АТс —> ДГстах, при этом АТИ Д7)гтах. Вто- рои режим — т --, в таком случае с ростом интенсивности

6(Ме, г)

теплообмена Д7)? —> АТИтахиАТс —> ДГстах. Третий режим — массовый расход воздуха через дозвуковой канал существенно больше, чем

через сверхзвуковой т »---, тогда АТІ —> ДГЛ*тах, при этом

ьед, г)

АТС2 АТстах по абсолютной величине. В исследуемом устройстве

с заданной геометрией каналов реализация третьего режима возможна только при существенном увеличении полного давления в форкамере дозвукового потока, что существенно нарушает условие равенства начальных параметров потоков, поэтому его рассматривать не будем. При расчете первого режима принято т = 0,1, расчет ведется по выражениям (6.15) и (6.18), в случае второго режима используются выражения (6.18) и (6.19). Параметры сверхзвукового потока б* и д*те же, что и при построении кривых на рис. 6.3.

На рис. 6.4 кривые 1 и 2 — расчет

АГйтахг,) __ ДГст„(Мм)

И

ед

для

. . п п

г - 0,864 и = уаг. Кривые 3—6 и 3—6 отражают влияние интен

сивности теплообмена (комплекса В{Ыед, т) = ) на

С.чирСр

Т, вслу-

чае первого режима и на

^ ;

АТИ АТ,

и

в случае второго режима соот-

То Т0

ветственно в диапазоне 1 < Ыес/ < 5. Тогда по аналогии с рис. 6.3 кривые 3 и 3 соответствуют режимам работы устройства без интен-сификаторов теплообмена в дозвуковом потоке, т.е.2?(Ме(?, т) рассчитывался по (6.17). Кривые 4и 4 отражают границы влияния ин

тенсификации теплообмена в дозвуковом канале: В5иЬтах(М , т) =

а р ^ *

- шр ец. Кривые 5, 5* и 6, 6* соответствуют В(Мес/, т) =

Р

= 2^тах(М^, т) и В(Ме(/, т) = 20ВхиЬтахес1, т), т.е. отражают влияние интенсификации теплообмена в сверхзвуковом канале при

^ед^хир-

Расчет влияния интенсификации теплообмена в устройстве на температурное разделение при противоточной схеме организации течения в зависимости от числа Маха в сверхзвуковом канале

Рис. 6.4. Расчет влияния интенсификации теплообмена в устройстве на температурное разделение при противоточной схеме организации течения в зависимости от числа Маха в сверхзвуковом канале. Параметры потоков в расчете (7 = 0,455;

  • - 1,15 МПа; /- = 0,864 соответствовали эксперименту № 2 табл. 5.2:
    • 1,2— предельная величина нагрева и охлаждения потоков для М = уаг и /-=0,864 (расчет по (6.1) и (6.2)); 3*—6* — расчет

по (6.15) для т = 0,1; 3—6 — расчет по (6.19) и (6.18) для т = В{Ыег т) = В5иЬтахед, т); 5, 5* - В(Мес/, т) = 2ВшЬтах

  • ——--; 3, 5* — 5(Ме?, ///), расчет по (6.17); 4, 4* —
  • г?, ///); 6, 6* — В(Мег т) = 20ВхиЬтгхес1, т)

Результаты на рис. 6.4 показывают, что в случае первого режима (область, ограниченная кривыми 3 и 4 ) интенсификация теплообмена в дозвуковом канале оказывает существенное влияния на вели-

А Т,

чину —f- во всем диапазоне и практически не влияет на *h

Т

о

Т

о

at.;

в случае второго режима (область, ограниченная кривыми 3

АТ*

и 4). В первом режиме с ростом Ыед величина возрастает по аб-

и

I солютнои величине, во втором режиме

АТ

И

т

о

т

проходит через максимум.

о

АТ*

Увеличение B(Meq, m) приводит к росту—^

Т0

и смещению максимума

в сторону больших Ыег В пределе при Ь{Ыеа, г) »

eq

B(Meq, m)

темпе

ратурное разделение потоков стремится к максимальной величине, т.е. АТ* - ДГ;тах(М^) и АТ*2 « ATc*mJMeq).

На основании анализа полученных зависимостей можно сформулировать следующие рекомендации по использованию данного метода температурного разделения. Наиболее эффективно метод можно применять с целью получения охлажденного потока при Gsub <зс Gsup (m < 0,2) в области < 3. В таком случае, используя различные способы интенсификации теплообмена в дозвуковом потоке, возможно добиться предельной величины охлаждения дозвукового потока при минимальных потерях давления. С увеличением массовой доли дозвукового потока определяющее влияние на температурное разделение оказывают параметры теплообмена в сверхзвуковом канале

ос F,

(величина комплекса шр ес/), способы воздействия на которые (при

GsupCp

условии сохранения М ~ const) весьма ограничены. На данный момент это использование сверхзвукового диффузора с высоким коэффициентом восстановления давления, второй способ — заполнение сверхзвукового канал ударными волнами слабой интенсивности [111J, что приводит к локальному увеличению asup и снижению г.

 
<<   СОДЕРЖАНИЕ   >>