Термодинамика

3.1. ТЕРМОДИНАМИКА 3.1.1. Содержание и метод термодинамики Термодинамика — наука, изучающая самые разнообразные явления природы, сопровождающиеся передачей или превращением энергии в различных физических, химических, механических и других процессах. Как наука, термодинамика сложилась в середине XIX века в связи с развитием и использованием тепловых машин. Поэтому основное содержание термодинамики прошлого столетия — изучение свойств газов и паров, исследование циклов тепловых машин с точки зрения повышения их к.п.д.. В силу этого основным методом термодинамики XIX века был метод круговых процессов. С этим этапом развития термодинамики связаны имена ее основателей: С. Карно, Б. Клапейрона, Р. Майера, Д. Джоуля, В. Томпсона (Кельвина), Р. Клаузиуса, Г. И. Гесса и др. В XX веке наиболее актуальной задачей становится разработка теории истечения паров и газов в связи с развитием паровых турбин. Исследуются термодинамические свойства паров, жидкостей, твердых тел. Появляются десятки уравнений состояния вещества, изучаются фазовые равновесия и фазовые превращения, ведется исследование электрических, магнитных процессов, лучистой энергии, химических реакций, термодинамики реальных тел. Указанные области исследований термодинамики связаны с именами Ван-дер-Ваальса, Дюгема, Г. Кирхгофа, М. Планка, Л. Больцмана, В. Гиббса, Н. С. Курнакова, М. П. Вукаловича, Н. И. Белоконя, В. А. Кириллина и др. ученых. В настоящее время развитие термодинамики идет в области изучения реальных тел (сжатых газов, жидкостей, твердых тел), исследования дисперсных систем, химических процессов в сплавах и растворах, оптических явлений и космических процессов, развивается термодинамика биологических процессов и т. д. Термодинамика — наука дедуктивная, определяющая свое содержание на базе математического развития нескольких исходных экспериментально установленных физических истин или законов, которые и носят поэтому название начал термодинамики. Основу всех построений термодинамики составляют следующие ее постулаты: I постулат: Энергия изолированной системы сохраняет неизменную величину при всех изменениях, происходящих внутри данной системы. Невозможно построить двигатель, который мог бы совершать работу без заимствования энергии извне. Этот постулат является частным случаем общего абсолютного закона природы — закона сохранения и превращения энергии, а также основанием первого начала термодинамики. II постулат: Между телами и элементами тел, не находящимися в тепловом равновесии, невозможен одновременный самопроизвольный переход теплоты от тел более нагретых к телам менее нагретым и обратно. Невозможно одновременное превращение (полное) теплоты в работу и работы — в теплоту. Этот постулат является основанием второго начала термостатики — закона, утверждающего существование абсолютной температуры и энтропии тела и системы тел. III постулат: Теплота самопроизвольно переходит от тел более нагретых к телам менее нагретым. Температура является единственной функцией состояния, определяющей направление самопроизвольных процессов. Этот постулат положен в основу второго начала термодинамики — принципа возрастания энтропии и указывает на неизменный рост энтропии изолированной системы. 3.1.2. Основные понятия термодинамики Состояние любого вещества принято характеризовать величинами, которые в термодинамике называются параметрами состояния. Наиболее распространенные параметры состояния — плотность или удельный объем тела, давление, температура. Кроме этого, в термодинамике широко пользуются такими понятиями, как работа, теплота, масса, сила и т. д. Масса тела (М) характеризует свойство его инертности, т. е. свойство тела сохранять приобретенное движение или состояние покоя. Массу тела определяют взвешиванием его на рычажных весах. Единица измерения массы — 1 кг. Сила (F) — это векторная величина, равная произведению постоянной массы на ускорение, которое сообщает этой массе рассматриваемая сила. Единица измерения любой силы — ньютон (Н). Силу определяют с помощью пружинных весов. Истинный вес (F) — это сила, равная произведению массы этого тела на истинное ускорение притяжения, действующее на эту массу: F=Mg. (3.1) Стандартный вес (G) — это вес тела при некотором принятом (стандартном) ускорении притяжения gn и определяется как результат взвешивания на рычажных весах при сопоставлении с эталоном (гирей): G=gnM0, (3.2) где M0 — масса в состоянии покоя, gn=9,8м/с2 МКСС, gn=1 СИ. Удельный объем (υ) — это величина отношения объема тела к его стандартному весу: υ=V/G=V/M0 (м3/кг). (3.3) Удельный вес () — это отношение стандартного веса тела к его объему: =G/V (кг/м3); =1/υ. (3.4) Плотность (ρ) — есть масса единицы объема: ρ=M/V кг/м3; ρ=1/υ. (3.5) Соотношение удельного веса и плотности равно стандартному ускорению притяжения γ/ρ=G/VV/M=gn. В системе СИ они совпадают, т. к. gn=1. Часто в термодинамике используются понятия относительной плотности или относительного удельного веса d==/0=/0. Это отношение удельного веса или плотности рассматриваемого вещества (, ) к удельному весу или плотности стандартного вещества (0, 0) в определенных физических условиях. В качестве стандартного вещества обычно берется вода при t=+4С и р=760 мм рт. ст. или воздух при 0С и р=760 мм рт. ст. Моль — количество вещества, стандартный вес которого численно равен его молекулярной массе (μ). Удельный мольный вес () — количество вещества в химии, равное отношению стандартного веса к его молекулярному весу: . (3.6) Удельный мольный объем — это объем моля вещества, который равен отношению объема тела к количеству вещества в молях: . (3.7) Давление (Р) — это предел отношения нормальной составляющей силы к площади, на которую действует эта сила (рис. 3.1): . (3.8) Различают два вида приборов для измерения давления: приборы для измерения абсолютного давления Рабс и приборы манометрического типа для измерения избыточного или манометрического давления (Рман=Ризб) (рис. 3.2). Абсолютное давление Рис. 3.1. К определению давления Рабс=Рман+В0=В0FH, (3.9) где В0 — барометрическое давление. Единица измерения давления в системе СИ — паскаль Па = Н/м2. Внесистемные единицы измерения: 1кг/см2 = 1ат = 104кг/м2 =104. 9,8  105Н/м2 = 10 м вод. ст. = 735,66 мм рт. ст. Рис. 3.2. К определению абсолютного и манометрического давлений Температура — есть единственный параметр состояния вещества, определяющий направление самопроизвольного теплообмена между телами. Для любого тела существует функциональная зависимость между температурой и остальными параметрами, характеризующими состояние вещества. В настоящее время используют различные температурные шкалы: Цельсия, Фаренгейта, Реомюра, Ренкина. Наиболее употребительной является шкала Цельсия, в которой интервал температур от точки плавления льда до точки кипения воды при атмосферном давлении разбит на 100 равных частей, называемых градусами (˚С). Особо важную роль в термодинамике играет термодинамическая шкала температур. Нуль этой шкалы называют абсолютным нулем, а деление шкалы — кельвинами (К). Связь между шкалой Кельвина (Т) и Цельсия (t) устанавливается соотношением: Т=t+273,16. Внутренней энергией тела (U) называется полный запас энергии внутреннего состояния тела, изменяющийся в процессах теплообмена и выполнения работы, определяемый значением его внутреннего состояния. U измеряется в джоулях (Дж), удельная внутренняя энергия u — в (Дж/кг). Внутренняя энергия определяется в зависимости от температуры и деформационных координат системы: U=U(t, x1, x2, …, xn). Для простых тел внутренняя энергия — это функция только 2-х переменных, например, t и υ (х1=υ). Внутренняя энергия является функцией состояния системы, поэтому дифференциал внутренней энергии dU есть полный дифференциал функции состояния: (3.10) Это сумма кинетической и потенциальной энергий всех микрочастиц, составляющих тело. Потенциальная функция (PV) характеризует энергию внешнего положения системы, измеряется в джоулях (Дж) или, если записать для единицы массы (т. е. вместо полного объема (V) взять удельный (υ)), — Рυ (Дж/кг). Потенциальная функция по физическому смыслу представляет собой потенциальную энергию связи данного тела с окружающей средой при осуществлении этой связи исключительно через внешнее давление, т. е. это работа, затраченная для введения тела объемом V (υ) во внешнюю среду с давлением Р, одинаковым во всех точках этой среды. Энтальпия Н=U+PV (Дж) или для единицы массы h=u+Pυ (Дж/кг) — полная энергия тела с учетом энергии внешнего (PV) и внутреннего (U) состояния системы. Устаревшее название энтальпии — теплосодержание. Термодинамическая система или тело — это такая равновесная система, которая способна обмениваться с другими телами энергией и веществом. Открытая термодинамическая система может обмениваться веществом с другими системами, а закрытая — не может. Изолированная термодинамическая система — та, которая не может обмениваться энергией и веществом с другими системами. Термодинамическое равновесие — такое состояние теплового, химического равновесия тела или системы, которое может сохраняться без внешнего воздействия как угодно долго. Характеризуется равенством параметров системы. Если хотя бы один из параметров системы меняется, то изменяется и состояние системы или, как принято говорить, осуществляется термодинамический процесс, представляющий собой непрерывную последовательность равновесных состояний. Обратимый процесс — это процесс, который в условиях изолированной системы, т. е. без внешнего воздействия, допускает возврат системы в исходное состояние. Если направления прямого и обратного процессов совпадают, то процесс называют конфигуративным. Круговой процес (цикл) хар- актеризуется возвратом рабочего тела в исходное состояние (рис. 3.3). В этих процессах , где Z=P, υ, t, U… и т. д., т. е. дифференциалы функций состояния — это полные дифференциалы кругового процесса. Такие процессы Рис. 3.3. Круговой процесс положены в основу тепловых машин. Теплота есть энергия, не связанная с переносом вещества и совершением работы. Теплообмен — форма передачи энергии от одних тел к другим путем теплопроводности, конвекции и излучения. Теплообмен между телами осуществляется только в условиях, когда тела имеют разную температуру. Тело или система тел содержит только внутреннюю энергию. Количество теплоты, получаемое телом, зависит от вида процесса, от пути, по которому система переходит из одного состояния в другое. Поэтому элементарные количества теплоты рассматриваются как бесконечно малые величины, не являющиеся полными дифференциалами: δQ ― элементарное количество теплоты, полученное телом; δq — элементарное количество теплоты, отнесенное к единице массы вещества. δq=δQ/G. (3.11) Знак δ указывает, что δQ и δq — неполный дифференциал. Количественные выражения теплоты имеют одинаковую единицу измерения с внутренней энергией — Дж и Дж/кг. Работа. Количественное выражение элементарной работы δL в общем виде определяется как произведение проекции Fs силы F на элементарное перемещение точки приложения силы (рис. 3.4). Рис. 3.4. Определение элементарной работы . (3.12) Работа есть эффект перемещения силы, она зависит от вида процесса. Следовательно, выражение элементарной работы не является полным дифференциалом и знак δ как общий символ бесконечно малых величин указывает на это. Рассмотрим работу в цилиндре поршневой машины. Элементарная работа сжимаемых тел определяется в зависимости от давления и изменения объема: Fs=Pf; dS=1/fdV; L=FsdS=Pf(1/f)dV=PdV; L=PdV. (3.13) Работу изменения объема называют термодинамической работой (рис. 3.5). Эта работа в P-V координатах определяется площадью, ограниченной линией процесса и координатами точек начала и конца процесса. Работа считается положительной (L1,20), если система совершает ее над внешними телами, т. е. при dV0, и отрицательной (L1,20), если внешние тела совершают работу над системой, т. е. при dV0 (рис. 3.6). Рис. 3.5. Определение термодинамической Рис. 3.6. Графическое изображение работы термодинамической работы Часто в термодинамике оперируют понятием удельной термодина-мической работы, т. е. работы изменения объема, отнесенной к 1 кг: l=1/GL=1/GPdV=Pd, l1,2= (3.14) Интегральное определение полной L1,2 и удельной l1,2 термодинамической работы возможно лишь при наличии уравнений связи между давлением и объемом:  (P, V)=0;  (P, υ)=0. Эффективная работа реального процесса (L*, l*) определяется как разность между обратимой работой изменения объема (L, l) и работой необратимых потерь (L**, l**). L*=LL**; l*=ll**. (3.15) Работа, потерянная в необратимых процессах, превращается в теплоту внутреннего теплообмена. Рис. 3.7. К определению потенциальной работы Потенциальная работа (W1,2) — работа по обратимому перемещению жидкостей, паров и газов из области одного давления Р1 в область другого давления Р2. Слагаемые потенциальной работы по перемещению газа из области давления Р1 в область давления Р2 изображены на схеме 3.7. Основные условные слагаемые потенциальной работы — это наполнение LI, расширение (сжатие) LII и выталкивание LIII. Рис. 3.8. Этапы совершения потенциальной работы ; (3.16) W = VdP. (3.17) Элементарная удельная потенциальная работа:  = (1/G)W = dP. (3.18) Потенциальная работа имеет положительный знак при перемещении жидкости или газа из области большего давления в область меньшего давления (Р1Р2) и наоборот, т. е. при расширении положительна, при сжатии — отрицательна. Как и термодинамическая работа, потенциальная измеряется площадью в P-V координатах (рис. 3.8). (3.19) аналогично, для удельной потенциальной работы: (3.20) При вычислении интегральной величины потенциальной работы, как и при вычислении интегральной термодинамической работы, необходимо иметь уравнение процесса изменения состояния вещества  (P, V)=0, или 1 (P, )=0 для удельной потенциальной работы. Потенциальная работа W,  — это сумма эффективной работы W* и работы необходимых потерь W**. W=δW*+δW**; соответственно, =*+**. Потенциальная работа необратимых потерь W* превращается в теплоту внутреннего теплообмена. Эффективная потенциальная работа W*=WW** непосредственно передается телам внешней системы Lc* и используется для изменения внутренней энергии внешнего положения рабочего тела dEcz. W*=dEc*+dEcz. (3.21) 3.1.3. Газовые смеси Смесь представляет собой систему тел, химически не взаимодействующих между собой. Структура отдельных компонентов смеси в процессах смесеобразования и стабилизации смеси не изменяется. Различают два основных способа задания смеси: весовыми (массовыми) и мольными (объемными) концентрациями. Весовая (массовая) концентрация смеси mi представляет собой отношение стандартного веса или массы компонента к стандартному весу или массе всей смеси: ; ; . Мольная (объемная) концентрация ri есть величина отношения количества молей компонентов к количеству молей смеси: ri= ; . Количество молей компонента Молекулярный (кажущийся) вес смеси равен в зависимости от способа задания смеси: через объемные доли: (3.22) через массовые доли: (3.23) (3.24) Пересчет весовых и объемных концентраций можно осуществить из уравнения: mi/ri=i/m; mi/ri=i/m=Rm/Ri, где Rm — газовая постоянная смеси Rm= Давление смеси представляет собой сумму давлений компонентов, входящих в смесь Давление одного компонента устанавливается на основании закона Дальтона (закона диффузионного равновесия) Pi=Pmri, где Pi — парциальное давление газов, входящих в смесь. 3.1.4. Законы идеальных газов Идеальным газом является газ, подчиняющийся уравнению Клапейрона при любых плотностях и давлениях. 1. Закон Бойля — Мариотта (1622 г.). Если температура газа постоянна, то давление газа и его удельный объем связаны зависимостью: P11=P22=idem, или 2/1=P1/P2. (3.25) 2. Закон Гей — Люссака (1802 г.). При постоянном давлении объем газа при нагревании изменяется прямо пропорционально повышению температуры: =0(1+t), (3.26) где  — удельный объем газа при температуре tC, 0 — удельный объем газа при температуре t=0С,  — температурный коэффициент объемного расширения идеальных газов при t=0C одинаковый для различных газов и сохраняющий одно и то же значение: =1/273,16=0,00366 1/С. 3. Закон (уравнение) Клапейрона (1834 г.). Сопоставление законов Бойля — Мариотта и Гей — Люссака приводит к уравнению состояния идеальных газов: =0(1+t)=const/P=const/P(1/+t); 1/+t=T; const=R; T=273,16+tC; P=RT; PV=GRT=MRT, (3.27) где R — газовая постоянная идеального газа. Представляет собой удельную работу газа в изобарном процессе (P — idem) при изменении температуры газа на 1С. 4. Закон Авогадро (1811 г.). Объем киломоля идеального газа () не зависит от его природы и вполне определяется параметрами физического состояния газа (P, t): ƒ(P, t). Объем 1 кмоля идеального газа в нормальных физических условиях (температура 0С, давление 101,325 кПа) Уравнение Клапейрона для одного кмоля идеального газа имеет вид , тогда R не зависит от природы газа и в силу этого называется универсальной газовой постоянной: . (3.28) Удельные газовые постоянные газов R определяются по значению их молярной массы: (3.29) Таким образом, уравнение состояния идеального газа (уравнение Клапейрона) может быть записано в следующих видах: для 1 кг газа P=RT, для G кг газа PV=GRT, для 1 кмоля газа (уравнение Клапейрона — Менделеева) для кмолей газа (3.30) 3.1.5. Первое начало термодинамики 3.1.5.1. Первое начало термодинамики как математическое выражение закона сохранения энергии Первое начало термодинамики — математическое выражение закона сохранения и превращения энергии применительно к тепловым процессам в его наиболее общей форме. Открытию закона сохранения и превращения энергии предшествовали многочисленные экспериментальные и теоретические исследования в области физики и химии, развитие принципа, исключающего построение вечного двигателя первого рода (1775 г.), открытие закона Гесса (1840 г.) и принципа эквивалентности (1842-1850 гг.) как завершающего этапа в открытии закона сохранения энергии. Суть I начала термодинамики заключается в том, что работа может совершаться только за счет теплоты или какой-либо другой формы энергии. Внутренняя энергия системы является однозначной функцией ее состояния и изменяется только под влиянием внешних воздействий. При этом все возможные виды внешнего энергетического взаимодействия сводятся лишь к передаче теплоты и работы. Это значит, что изменение внутренней энергии тела или системы тел (U=U2U1) равно алгебраической сумме подведенных извне количеств теплоты Q*1,2 и внешней работы (L*1,2), выполненной телом в процессе. U2U1=Q*1,2AL*1,2; (3.31) Q*1,2=U2U1+AL*1,2 (3.32) или в дифференциальной форме: Q*=dU+AL*, (3.33) где А — тепловой эквивалент работы (далее его опускаем). А=1 Дж/(Нм) в системе СИ; в МКСС А=1/427 ккал/(кгм). Уравнения первого начала термодинамики в приведенной форме называются уравнениями первого начала термодинамики по внешнему балансу теплоты и работы. Действительно, приведенные уравнения отражают только взаимодействие тел с окружающей системой. Они не учитывают и не отражают те необратимые потери, которые есть в реальных условиях взаимодействия тела с окружающей средой. Внешняя (эффективная) работа L* определяется разностью термодинамической работы L и необратимых потерь работы L**: L*=LL**. (3.34) Потерянная в необратимых процессах работа L** полностью превращается в теплоту внутреннего теплообмена Q**, которая передается этому же телу или телам внешней системы L**=Q**0. (3.35) Следовательно, полное количество теплоты Q, полученное телом, будет определяться как сумма теплоты Q*, подведенной извне, и теплоты внутреннего теплообмена Q**: Q=Q*+Q** или Q=Q*+Q**=dU+L*+L**; L*+L**=L; Q=Q*+Q**=dU+L. (3.36) Последнее уравнение называется уравнением первого начала по балансу рабочего тела. Оно может использоваться для анализа реальных процессов. 3.1.5.2. Первое начало термодинамики простого тела Простым телом называют тело, состояние которого вполне определяется двумя независимыми переменными (Р, ; , t; Р, t). Для таких тел термодинамическая работа определяется как обратимая работа изменения объема: L=PdV; l=L/G=Pd. При изучении процессов перемещения газов или жидкостей из области одного давления в область другого в расчеты вводится потенциальная работа:  = dP = Pdd(P). I начало термодинамики по балансу рабочего тела для замкнутого пространства и единицы количества вещества запишется: q=q*+q**=dU+l=dh+=dU+Pd=dhdP, (3.37) где h=U+P — энтальпия (см. параграф 3.1.2). По внешнему балансу теплоты и работы запишется: Q*1,2=dU+l*=dh+*. (3.38) 3.1.6. Понятие теплоёмкости Теплоемкостью называется отношение количества тепла по балансу рабочего тела к изменению температуры этого тела в рассматриваемом процессе (z), включающем внешний и внутренний теплообмен. (3.39) Величина qz в уравнении зависит не только от интервала температур t2 — t1, но и от вида процесса подвода теплоты. Индекс z обозначает тот параметр, который сохраняется постоянным в данном процессе. В термодинамике обычно пользуются понятием теплоемкости при Р=idem и =idem. =idem , (3.40) P=idem . (3.41) Различают теплоемкость массовую, мольную и объемную: массовая теплоемкость: Cz Дж/(кгК); мольная теплоемкость: Дж/(кмольК); объемная теплоемкость: Дж/(м3К); средняя теплоемкость: Сzm Если Сz является линейной функцией от температуры, то Cz=a0+ +a1tma, т. е. Сzm=Cz(tma). Например, в (h, t) координатах при P=idem (рис. 3.9): Сp=tg= Средняя теплоемкость определяется из уравнения по таблицам средних теплоемкостей. Меньшие интервалы находятся методом интерполирования. (3.42) Рис. 3.9. Определение массовой тепло- емкости при постоянном давлении Если теплоемкость не является линейной функцией от температуры, то осреднение производится известными методами Гаусса, Чебышева, Ньютона. В случае смеси идеальных газов в расчетные соотношения термодинамики входит теплоемкость смеси. Рис. 3.10. Схемы смешения при постоянном объеме и давлении Различают две схемы смешения: при V=idem и P=idem (рис. 3.10). При V=idem смешение осуществляется при неизменном уровне внутренней энергии, а при P=idem — при неизменном уровне энтальпии. На основании I начала термодинамики определяется средняя температура смеси: где — средние мольные (объемные) и весовые теплоемкости компонентов в интервале температур (Ti — Tm) берутся из справочных таблиц; — средние мольные (объемные) и весовые теплоемкости смеси в том же интервале температур (Ti — Tm): 3.1.7. Первое начало термодинамики для идеальных газов 3.1.7.1. Закон Майера Для идеальных газов справедливо утверждение, что внутренняя энергия U и энтальпия h являются функциями только одной температуры (закон Джоуля): U=u(t); h=u+P=u(t)+RT=h(t). (3.43) В этих условиях упрощаются выражения теплоемкости: =idem CV=(u/t)V=dU(t)/dt=CV(t); P=idem Cp=(h/t)p=dh(t)/dt=Cp(t); dU=CVdt; dh=Cpdt. Тогда первое начало термодинамики для идеального газа по балансу рабочего тела: q=q*+q**=CVdt+Pd=CpdtdP. (3.44) Из этого соотношения следует закон Майера, устанавливающий равенство между разностью теплоемкостей Ср и С и удельной газовой постоянной R. СpCV=R. (3.45) Для молярных теплоемкостей: 8314 Дж/(кмольК). 3.1.7.2. Принцип существования энтропии идеального газа Из уравнения первого начала термодинамики для идеального газа посредством деления правой и левой частей на абсолютную температуру Т можно получить выражение для энтропии — новой функции состояния. (3.46) В интегральной форме: (3.47) Начало отсчета функций состояния Р0, 0, Т0 совпадает с началом отсчета функций состояния (U, h), принимается при н. ф. у. (760 мм рт. ст. и 0С) и по этим данным составляют таблицы природных газов. 3.1.8. Термодинамические процессы 3.1.8.1. Классификация термодинамических процессов Термодинамическим процессом принято называть любое изменение системы в результате изменения одного или ряда определяющих ее параметров. Уравнение процесса может быть задано условием о постоянном значении в этом процессе какой-либо функции состояния (например, U=idem, h=idem, P=idem, t=idem и т. п.) или условием о равенстве нулю какого-либо эффекта в этом термодинамическом процессе (например, q=0; работа l=0 и т. п.). С помощью уравнений термодинамики можно изучать разнообразные процессы, при этом интерес представляет изображение процесса изменения состояния в Р- координатах (рис. 3.11). Простейшими процессами в термодинамике являются: изохорный (=idem), изобарный (Р=idem), изопотенциальный (Р=idem). Обобщающим выражением этих процессов является уравнение политропы с постоянным показателем: Рn=C=idem; (3.48) P1/n= =C1=idem, где n — показатель политропы, для данного процесса величина постоянная, но может иметь любые численные значения от  до +; С, С1  постоянные, характеризующие прохождение процесса через какую-либо точку диаграммы: начальную, конечную или промежуточную. Рис. 3.11. Показатель политропы в P- и lg P-lg  координатах Политропный процесс — это, в принципе, любой процесс, где одно-временно могут изменяться все параметры рабочего тела (P, , T), осуществляться подвод и отвод теплоты и т. п. Все остальные термодинамические процессы являются частными случаями политропного: так, при n=0 P=idem (изобарный), n= V=idem (изохорный), n=1 P=idem (изопотенциальный), n=k Pk=idem (адиабатный). Рис. 3.12. Изображение политропных процессов в Р- координатах Физический смысл показателя политропы n определяется при дифференцировании исходного уравнения политропы с постоянным показателем: ndP+nn-1Pd=0, dP=nPd. =nl  n=/l; в интегральной форме n=/l. (3.49) Показатель политропы равен отношению работ процесса — потен-циальной к термодинамической, а в логарифмических координатах n=tg. Процессы изменения состояния простых тел можно показать в зависимости от показателя политропы при n+ (рис. 1.12). 3.1.8.2. Работа в термодинамических процессах Величина работы определяется, исходя из уравнения этого процесса  (Р)=0 и уравнения политропы с постоянным показателем.  = dP l=Pd+dP=d(P); l = Pd n=/l, тогда l(1n)=d(P); (3.50) (3.51) где — характеристика расширения (сжатия) — величина соотношения начального и конечного значений потенциальной функции. Сопоставляя уравнения процесса, потенциальной функции и уравнение состояния, имеем: тогда получим: (3.52) Потенциальная работа . Для изотермического процесса Соотношения между парамет зависимости термодинами Наименование процесса Уравнение процесса Показатель политропы Связь между параметрами Термодинамическая работа Политропный PVn=idem Изобарный P=idem n = 0 Изохорный V=idem n =  Изотермический PV=idem n = 1 Адиабатный PVк=idem n = к= рами состояния, расчетные и проверочные Таблица 3.1. ческих величин в процессах Потенциальная работа Теплоем-кость процесса Количество тепла Изменение энтропии Срm Cvm q1,2=Сvm(T2-T1)  (3.53) Соотношения между параметрами состояния, а также расчетные и проверочные зависимости термодинамических величин в процессах даны в табл. 3.1. 3.1.9. Круговые процессы (циклы) 3.1.9.1. Тепловые машины, понятие термического к.п.д., холодильного коэффициента Тепловыми машинами в термодинамике называют тепловые двигатели и холодильные машины. Тепловым двигателем принято называть непрерывно действующую систему, осуществляющую прямые круговые процессы (циклы), в которых теплота превращается в работу. В холодильных машинах, работающих по обратному круговому циклу, за счет подводимой извне работы осуществляется перенос теплоты от тела с низшей температурой к телу с высшей температурой. Круговыми процессами или циклами тепловых машин называют непрерывную последовательность термодинамических процессов, в результате которых рабочее тело возвращается в исходное состояние. Прямой термодинамический цикл — когда к рабочему телу подводится большее количество теплоты при большей температуре и отводится меньшее количество теплоты при более низкой температуре, разность же этих теплот равна совершенной работе. Обратный термодинамический цикл — когда к рабочему телу подводится меньшее количество теплоты при меньшей температуре, а отводится большее количество теплоты и при более высокой температуре, разность этих теплот равна затраченной работе. Итоговое изменение любой функции состояния рабочего тела z в круговом процессе будет равно нулю. (3.54) По внешнему балансу теплоты и работы из первого начала термодинамики для кругового цикла (3.55) В цикле теплового двигателя от «горячего источника» с температурой t1 отбирается теплота Q1* (рис. 1.13). Холодному источнику с температурой t2 отдается теплота Q2*, а разность этих теплот Q1*Q2* превращается в полезную работу L*0. На пути 1 в 2 идет работа расширения газа, определяемая площадью е1 в 2d при подводе Q1* теплоты. На пути 2с1 идет работа сжатия, определяемая площадью е1с2d при отводе Q2* теплоты. Площадь 1b2с характеризует работу L*, которая отдается внешнему потребителю. Работа расширения при этом всегда больше работы сжатия. Рис. 3.13. Произвольные циклы тепловых машин в P-V координатах Качественной характеристикой тепловых двигателей является термический коэффициент полезного действия t (отношение полученной работы к затраченному количеству тепла): (3.56) В цикле холодильной машины осуществляется перенос теплоты от источника низшей температуры t2 к источнику высшей t1. Циклы холодильных машин называют обратными, в отличие от циклов тепловых двигателей, которые называют прямыми. Качественной характеристикой холодильных машин является холодильный коэффициент , определяемый как отношение количества теплоты, отводимой от источника низших температур Q2*, к подведенной извне работы L*. (3.57) 3.1.9.2. Цикл Карно В 1824 г. французский инженер Карно, исследуя эффективность работы тепловых машин, предложил обратимый цикл, состоящий из 2-х адиабат и 2-х изотерм и осуществляемый между двумя источниками постоянных температур — нагревателем Т1 и холодильником Т2 (рис. 3.14). В качестве рабочего тела используется идеальный газ. В процессе 1-2 к рабочему телу с температурой Т1 подводится теплота от горячего источника, также имеющего температуру Т1. Рабочее тело (газ) расширяется, совершая полезную работу, например, перемещая поршень машины из точки 1 в точку 2. При этом температура на участке 1-2 все время остается неизменной за счет подвода теплоты, несмотря на величины объема и снижения давления. В точке 2 подвод теплоты к рабочему телу заканчивается и дальнейшее расширение рабочего тела осуществляется по адиабате 2-3, т. е. при полной тепловой изоляции рабочего тела от внешней среды. При этом температура рабочего тела снижается до Т2, равной температуре холодного источника. В точке 3 рабочее тело начинает сжиматься по изотерме Т2 (линия 3-4), причем при этом температура остается постоянной за счет отвода теплоты к холодному источнику. В точке 4 отвод теплоты прекращается и дальнейшее сжатие газа происходит по адиабате 4-1 с повышением температуры до Т1. В точке 1 цикл замыкается. Для холодильных машин, работающих по циклу Карно, расположение процессов аналогично рассмотренному, но направление самих процессов будет противоположно направлению процессов в цикле Карно для тепловых двигателей. Рис. 3.14. Цикл Карно в P-V и T-S координатах В T-S координатах цикл Карно изображается прямоугольником. При этом количество подведенной Q1 и отведенной Q2 теплоты изображается площадями а12ва и а43ва. Площадь прямоугольника 1234 характеризует получаемую в цикле работу: т. к. в круговом процессе (3.58) (3.59) Выводы 1. Повсюду, где есть разность температур, можно получить полезную механическую работу. 2. Теплоту нельзя полностью превратить в работу ни в каких реальных и идеально достижимых условиях, т. к. невозможно иметь Т2=0 (абсолютный нуль термодинамической шкалы недостижим). 3. К.п.д. цикла Карно не зависит от вида рабочего тела, а определяется соотношениями граничных температур процессов отвода и подвода теплоты. 4. Теплота может быть причиной полезной механической работы в том случае, когда она заставляет тела менять свой объем или форму. 3.1.10. Второе начало термодинамики Наблюдения явлений природы показывают, что все процессы имеют необратимый характер, например: прямой теплообмен между телами, процессы прямого превращения работы в теплоту путем внешнего или внутреннего трения или электронагрева, диффузионные, дроссельные процессы. Обобщающим выражением наблюдаемых в природе явлений является принцип возрастания энтропии — второе начало термодинамики. Рассмотрим реальный процесс 1-2 (рис. 3.15) и разобьем его на элементарные циклы Карно, для которых Для круговых процессов АВ обратимый  т. е. (3.60) — второе начало термодинамики или принцип возрастания энтропии но тогда или т. е. для изолированных систем энтропия всегда только возрастает. Рис. 3.15. К определению энтропии 3.1.11. Термодинамические циклы двигателей внутреннего сгорания Термодинамическими циклами ДВС называются циклы, в которых процессы подвода и отвода тепла осуществляются на изобарах и изохорах (P=idem, V=idem), а процессы сжатия и расширения протекают адиабатически (Q=0) при неизменном количестве рабочего тела на всех стадиях процесса. Различают три основных вида двигателей: а) поршневые; б) турбинные; в) реактивные. В поршневых двигателях осуществляется рабочий процесс при непрерывном изменении объема; основным видом работы является термодинамическая. Основные рабочие процессы (сжатие, подвод теплоты, расширение) осуществляются последовательно в одном и том же заданном объеме. В турбинных двигателях эти процессы осуществляются одновременно, но в разных частях машины; основным видом работы является потенциальная. Для обозначения наименований циклов первым символом для поршневых ДВС будет степень сжатия  (для газотурбинных — соотношение давлений сжатия С), и вторым последующим символом — процессы, в которых осуществляется подвод теплоты (-V; C-P). 3.1.11.1. Циклы поршневых двигателей внутреннего сгорания а) с подводом теплоты при V=idem (цикл Отто) Рис. 3.16. Карбюраторные и газовые ДВС (3.61) степень сжатия степень повышения давления (рис. 3.16); Рис. 3.17. Изображение цикла Дизеля б) с подводом теплоты при P=idem (цикл Дизеля) (3.62) степень сжатия степень предварительного расширения (рис. 3.17); в) цикл с комбинированным подводом теплоты (цикл Тринклера или Сабате) 2-3 =idem; 3-4 P=idem; 5-1 =idem (рис. 3.18); (3.63) Рис. 3.18. Цикл Тринклера 3.1.11.2. Циклы газотурбинных установок а) цикл с подводом теплоты при V=idem (цикл Гемфри) (рис. 3.19); (3.64) б) цикл с подводом теплоты при P=idem (цикл Брайтона) (рис. 1.20). (3.65) Сравнение циклов ГТУ при одинаковых значениях соотношений давлений сжатия в компрессоре и одинаковых температурах перед турбиной Т3 показывает, что термический к.п.д. цикла ГТУ при сгорании при V=idem несколько выше, чем к.п.д. цикла ГТУ со сгоранием при P=idem. Вместе с тем в реальных установках эффективность цикла ГТУ с подводом тепла при V=idem ниже, чем при P=idem из-за снижения к.п.д. турбины. Кроме того, такая схема предусматривает более сложную конструкцию камеры ГТУ. По указанным причинам ГТУ со сгоранием при V=idem не имеют широкого применения в технике. Рис. 3.19. Цикл Гемфри Рис. 3.20. Цикл Брайтона Эффективность ГТУ простейшей схемы с подводом тепла при P=idem может быть повышена, если в цикле осуществить регенеративный подогрев воздуха, поступающего в камеру сгорания, за счет теплоты продуктов сгорания, выходящих из турбины. Такие ГТУ называются газотурбинными установками с регенерацией теплоты. 4.1.ТЕПЛОПЕРЕДАЧА 4.1.1. Теплопередача, её предмет и метод, формы передачи теплоты Наука, именуемая теплопередачей, изучает законы и формы распределения теплоты в пространстве. В отличие от термодинамики, которая имеет дело с количеством теплоты, теплопередача оперирует понятием тепловой поток, т. е. количеством тепла, отдаваемым или принимаемым телом в единицу времени. Если ни в одно из уравнений термодинамики время не входит, то в уравнениях теплопередачи время присутствует как в явной, так и в скрытой форме. Под процессом переноса теплоты понимается обмен внутренней энергией между элементами системы в форме теплоты. Перенос теплоты осуществляется тремя основными видами — теплопроводностью, конвекцией и тепловым излучением, которые различаются между собой физической сущностью процесса переноса теплоты или, как говорят, механизмом теплообмена. Теплопроводность представляет собой процесс переноса теплоты структурными частицами вещества — молекулами, атомами, электронами в процессе их теплового движения. Такой теплообмен может происходить в любых телах с неоднородным распределением температуры, но механизм переноса теплоты зависит от вида агрегатного состояния вещества. Таким образом, теплопроводность — это молекулярный процесс передачи тепловой энергии (теплоты). В жидких и твердых телах (диэлектриках) перенос теплоты осуществляется путем упругих волн. В газообразных телах распространение теплоты происходит посредством диффузии молекул и атомов, а также за счет обмена энергией при соударении молекул. В металлах распространение теплоты происходит в основном в результате диффузии свободных электронов и упругих колебаний кристаллической решетки, причем последнее имеет второстепенное значение. Под конвекцией понимают процесс переноса тепловой энергии при перемещении объемов жидкости или газа в пространстве из области с одной температурой в область — с другой. При этом перенос теплоты неразрывно связан с переносом самой среды. Конвекция возможна только в текучей среде и всегда сопровождается теплопроводностью. Теплообмен излучением связан с переносом энергии фотонов с помощью электромагнитных волн, возникающих в результате сложных молекулярных и атомных возмущений. Этот вид теплообмена осуществляется последовательно в три этапа: внутренняя энергия нагретого тела преобразуется в энергию излучения, которая распространяется в пространстве и, поглощаясь поверхностью, переходит во внутреннюю тепловую энергию холодного тела. В природе и технике процессы распространения теплоты — теплопроводность, конвекция и тепловое излучение — как правило, протекают совместно, сопровождая друг друга. Например, процесс передачи теплоты от поверхности к омывающей жидкости происходит совместно теплопроводностью и конвекцией, т. е. это сложный процесс теплообмена, который называется конвективным теплообменом или теплоотдачей. В цилиндре двигателя имеют место все три формы теплопередачи. Передача теплоты от рабочих газов к стенкам цилиндра происходит как излучением, так и путем конвективного теплообмена. Через стенки цилиндра теплота передается теплопроводностью. От наружных стенок втулки и крышки к охлаждающей жидкости и от наружных стенок днища поршня к охлаждающему маслу теплота передается конвективным теплообменом, при воздушном охлаждении этих деталей — теплоотдачей и излучением. В радиаторах масла и циркуляционной системе охлаждающей жидкости теплота передается теплоотдачей и теплопроводностью; от наружных стенок радиатора к воздуху — теплоотдачей и излучением. В различных деталях ДВС в процессе их работы формируются температурные поля, зависящие от условий выделения тепловой энергии в виде потерь и от условий отвода этой энергии от деталей ДВС. Это оказывает существенное влияние на прочность деталей и их долговечность. Таким образом, тепловые режимы всех агрегатов и узлов автомобиля в конечном итоге оказывают существенное влияние на эксплуатационные характеристики автотранспорта. Огромное значение процессы теплообмена имеют при бурении скважин, разработке месторождений, транспорте углеводородов и в других областях техники. 4.2. ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ 4.2.1. Температурное поле Процесс теплопроводности, как и другие виды теплообмена, может иметь место только при наличии разности температур, согласно второму закону термодинамики. В общем случае этот процесс сопровождается изменениями температуры как в пространстве, так и во времени. Поэтому исследование теплопроводности сводится к изучению пространственно-временного изменения температуры, т. е. к нахождению уравнения t = ƒ(x, y, z, τ). (4.1) Уравнение (4.1) представляет математическое выражение температурного поля, следовательно, температурное поле есть совокупность значений температуры во всех точках изучаемого пространства для каждого момента времени. Различают стационарное и нестационарное температурные поля. Уравнение (4.1) является записью наиболее общего вида температурного поля, когда температура изменяется с течением времени и от одной точки к другой. Такое поле отвечает неустановившемуся тепловому режиму теплопроводности и носит название нестационарного (неустановившегося) температурного поля. Если тепловой режим является установившимся, то температура в каждой точке пространства с течением времени остается неизменной и такое температурное поле называется стационарным (установившимся). В этом случае температура является функцией только координат и не зависит от времени: t = ƒ1(x, y, z); t/τ = 0. (4.2) Температурное поле, соответствующее уравнениям (4.1) и (4.2), является пространственным, так как температура является функцией трех координат, однако она может изменяться в зависимости от одной, двух или трех координат. В соответствии с этим различают одномерные, двухмерные и трехмерные температурные поля, как стационарные, так и нестационарные. Наиболее простой вид имеет уравнение одномерного стационарного температурного поля: t = 2(x); t/ = 0; t/y = 0; t/z = 0. (4.3) 4.2.2. Температурный градиент Температурное поле тела характеризуется серией изотермических поверхностей. Под изотермической поверхностью понимают геометрическое место точек температурного поля, имеющих одинаковую температуру. Изотермические поверхности не пересекаются, не обрываются внутри тела — они либо оканчиваются на поверхности тела, либо целиком располагаются внутри самого тела, замыкаясь сами на себя. Пересечение изотермических поверхностей плоскостью дает на этой плоскости семейство изотерм (рис. 4.1). Рис. 4.1. Изотермы тела По расположению изотерм тела можно оценить интенсивность изменения температуры в различных направлениях. На рис. 4.2 приведены изотермы, температуры которых отличаются на t. Рис. 4.2. К определению температурного градиента Как видно из рис. 4.2, температура в теле изменяется только в направлениях, пересекающих изотермические поверхности, при этом интенсивность изменения температуры в каком-либо направлении характеризуется производной t/x, принимающей наибольшее значение в направлении нормали к изотермической поверхности. Возрастание температуры в направлении нормали к изотермической поверхности характеризуется градиентом температуры. Градиент температуры есть вектор, направленный по нормали к изотермической поверхности в сторону возрастания температуры и численно равный производной от температуры по этому направлению, т. е.: grad t = (4.4) где — единичный вектор, нормальный к изотермической поверхности и направленный в сторону возрастания температуры. 4.2.3. Тепловой поток. Закон Фурье Необходимым условием распространения теплоты является неравномерность распределения температуры в рассматриваемой среде, т. е. grad t  0. В 1807 г. французский математик Фурье высказал гипотезу о прямой пропорциональности вектора теплового потока градиенту температуры. Впоследствии эта гипотеза была экспериментально подтверждена и получила название закона Фурье. Согласно этому закону, полное количество теплоты Q, прошедшее за время  через изотермическую поверхность Н, равно: , Дж. (4.5) Количество теплоты, проходящее через произвольную изотер-мическую поверхность Н в единицу времени, называется тепловым потоком: , Вт. (4.6) Количество теплоты, проходящее в единицу времени через единицу площади изотермической поверхности, называется плотностью теплового потока: , Вт/м2. (4.7) Вектор плотности теплового потока направлен по нормали к изотермической поверхности, его положительное направление совпадает с направлением убывания температуры, так как теплота всегда распрост-раняется от более горячих частей тела к холодным, согласно второму закону термодинамики. Таким образом, векторы , grad t лежат на одной прямой, но направлены в противоположные стороны, что и объясняет наличие знака «минус» в правых частях уравнений (4.5), (4.6) и (4.7). Рис. 4.3. Изотермы и линии теплового потока Линии теплового потока дают наглядное представление о распространении теплоты в теле (рис. 4.3). 4.2.4. Коэффициент теплопроводности Коэффициент теплопроводности является физическим параметром вещества, характеризующим его способность проводить теплоту. Из уравнения (4.7) следует, что коэффициент теплопроводности численно равен: , Вт/(мК); (4.8) его значение зависит от большого числа факторов =(P, t, , влажности, рода вещества и т. д.) и определяется в основном экспериментально. Для чистых металлов величина  изменяется в пределах от 20 до 410 Вт(мК). Самым теплопроводным металлом является серебро   = 410 Вт(мК), затем идут чистая медь —  = 395 Вт(мК), золото   = 300 Вт(мК), алюминий —  = 210 Вт(мК) и т. д. В металлах носителем тепловой энергии являются свободные электроны. При повышении температуры тела вследствие усиления тепловых неоднородностей рассеивание электронов увеличивается, что влечет за собой уменьшение коэффициента теплопроводности чистых металлов. При наличии разного рода примесей коэффициент теплопроводности металлов резко убывает. Последнее можно объяснить увеличением структурных неоднородностей, которые приводят к рассеиванию электронов. Так, для чистой меди  = 395 Вт(мК), для той же меди со следами мышьяка  = 142 Вт(мК). В диэлектриках с повышением температуры коэффициент теплопроводности обычно увеличивается. Как правило, для материалов с большей объемной плотностью коэффициент теплопроводности имеет более высокое значение. Он зависит от структуры материала, его пористости и влажности. Многие строительные и теплоизоляционные материалы имеют пористое строение (кирпич, бетон, керамзит, асбест, шлак и др.), и применение закона Фурье к таким телам является в известной мере условным. Наличие пор в материале не позволяет рассматривать такие тела как сплошную среду. Коэффициент теплопроводности порошкообразных и пористых тел сильно зависит от их объемной пористости. Например, при возрастании плотности  от 400 до 800 кгм3 коэффициент теплопроводности асбеста увеличивается от 0,105 до 0,248 Вт(мК). Такое влияние плотности на коэффициент теплопроводности объясняется тем, что теплопроводность заполняющего поры воздуха значительно меньше, чем твердых компонентов пористого материала. Коэффициент теплопроводности пористых материалов сильно зависит также от влажности. Для влажного материала коэффициент теплопроводности значительно больше, чем для сухого материала и воды в отдельности. Например, для сухого кирпича  = 0,35, для воды  = 0,60, а для влажного кирпича  = 1,0 Вт(мК). Этот эффект может быть объяснен конвективным переносом теплоты вследствие капиллярного движения воды внутри пористого материала и частично тем, что абсорбционно связанная влага имеет иные характеристики по сравнению со свободной водой. Увеличение коэффициента теплопроводности зернистых материалов с ростом температуры можно объяснить тем, что с повышением температуры возрастает теплопроводность среды, заполняющей промежутки между зернами, а также увеличивается теплопередача излучением зернистого массива. Коэффициенты теплопроводности строительных и теплоизоляционных материалов имеют значения, лежащие примерно в пределах от 0,023 до 3,0 Вт(мК). Материалы с низким значением коэффициента теплопроводности (меньше 0,25 Вт(мК)), обычно применяемые для тепловой изоляции, называются теплоизоляционными. Коэффициент теплопроводности  газов лежит в пределах от 0,006 до 0,6 Вт(мК). Теплопроводность газов возрастает с повышением температуры. Это объясняется тем, что скорость перемещения молекул газа с повышением температуры возрастает. Среди газов резко отличаются своим высоким коэффициентом теплопроводности гелий и водород. Коэффициент теплопроводности у них в 5-10 раз больше, чем у других газов. Молекулы гелия и водорода обладают малой массой, а следовательно, имеют большую среднюю скорость перемещения, чем и объясняется их высокий коэффициент теплопроводности. Коэффициент теплопроводности капельных жидкостей лежит примерно в пределах от 0,07 до 0,7 Вт(мК). Опыты подтверждают, что для большинства жидкостей с повышением температуры коэффициент теплопроводности  убывает, исключение составляют вода и глицерин. При повышении давления коэффициенты теплопроводности жидкостей возрастают. В связи с тем, что тела могут иметь различную температуру, а при наличии теплообмена и в самом теле температура будет распределена неравномерно, то в первую очередь важно знать зависимость коэффициента теплопроводности от температуры. Опыты показывают, что для многих материалов с достаточной для практики точностью зависимость коэффициента теплопроводности от температуры можно принять линейной:  = 01  b t  t0, (4.9) где 0  значение коэффициента теплопроводности при температуре t0; b  постоянная, определяемая опытным путем. В практических расчетах значение  обычно определяется по среднеарифметической температуре на границах тела, и это значение принимается постоянным. Как показал профессор Г. М. Кондратьев, при стационарной теплопроводности такая замена законна и единственнно правильна. Значения коэффициентов теплопроводности материалов, применяемых в автомобилях (чугун, сталь, алюминий, вода, антифриз и др.), приводятся в справочной литературе. 4.2.5. Дифференциальные уравнения теплопроводности Решение задач по определению температурного поля осуществляется на основании дифференциального уравнения теплопроводности, выводы которого показаны в специальной литературе. В данном пособии приводятся варианты дифференциальных уравнений без выводов. При решении задач теплопроводности в движущихся жидкостях, характеризующих нестационарное трехмерное температурное поле с внутренними источниками теплоты, используется уравнение (4.10) Уравнение (4.10) является дифференциальным уравнением энергии в декартовой системе координат (уравнение Фурье  Кирхгофа). В таком виде оно применяется при изучении процесса теплопроводности в любых телах. Если x=y=z=0, т. е. рассматривается твердое тело, и при отсутствии внутренних источников теплоты qv=0, тогда уравнение энергии (4.10) переходит в уравнение теплопроводности для твердых тел (уравнение Фурье) (4.11) Величину С=a, м2сек в уравнении (4.10) называют коэффициентом температуропроводности, который является физическим параметром вещества, характеризующим скорость изменения температуры в теле при неустановившихся процессах. Если коэффициент теплопроводности характеризует способность тел проводить теплоту, то коэффициент температуропроводности является мерой теплоинерционных свойств тела. Из уравнения (4.10) следует, что изменение температуры во времени t для любой точки пространства пропорционально величине «а», т. е. скорость изменения температуры в любой точке тела будет тем больше, чем больше коэффициент температу-ропроводности. Поэтому при прочих равных условиях выравнивание температур во всех точках пространства будет происходить быстрее в том теле, которое обладает большим коэффициентом температуропроводности. Коэффициент температуропроводности зависит от природы вещества. Например, жидкости и газы обладают большой тепловой инерционностью и, следовательно, малым коэффициентом температуропроводности. Металлы обладают малой тепловой инерционностью, так как они имеют большой коэффициент температуропроводности. Для обозначения суммы вторых производных по координатам в уравнениях (4.10) и (4.11) можно использовать символ 2, так называемый оператор Лапласа, и тогда в декартовой системе координат Выражение 2t в цилиндрической системе координат имеет вид Для твердого тела в стационарных условиях с внутренним источником теплоты уравнение (4.10) преобразуется в уравнение Пуассона (4.12) Наконец, для стационарной теплопроводности и при отсутствии внутренних источников теплоты уравнение (4.10) принимает вид уравнения Лапласа (4.13) Дифференциальное уравнение теплопроводности в цилиндрических координатах с внутренним источником теплоты (4.14) 4.2.6. Условия однозначности для процессов теплопроводности Так как дифференциальное уравнение теплопроводности выведено на основе общих законов физики, то оно характеризует явление теплопроводности в самом общем виде. Поэтому можно сказать, что полученное дифференциальное уравнение характеризует целый класс явлений теплопроводности. Чтобы из бесчисленного количества выделить конкретно рассматриваемый процесс и дать его полное математическое описание, к дифференциальному уравнению необходимо присоединить математическое описание всех частных особенностей рассматриваемого процесса. Эти частные особенности, которые совместно с дифференциальным уравнением дают полное математическое описание конкретного процесса теплопроводности, называются условиями однозначности или краевыми, которые включают в себя: а) геометрические условия, характеризующие форму и размеры тела, в котором протекает процесс; б) физические условия, характеризующие физические свойства среды и тела (, Сz, , а и др.); в) временные (начальные) условия, характеризующие распределение температур в изучаемом теле в начальный момент времени; г) граничные условия, характеризующие взаимодействие рассматриваемого тела с окружающей средой. Начальные условия необходимы при рассмотрении нестационарных процессов и состоят в задании закона распределения температуры внутри тела в начальный момент времени. В общем случае начальное условие аналитически может быть записано следующим образом при =0: t = 1x, y, z. (4.15) В случае равномерного распределения температуры в теле начальное условие упрощается: при =0; t=t0=idem. Граничные условия могут быть заданы несколькими способами. А. Граничные условия первого рода, задающие распределение температуры на поверхности тела tc для каждого момента времени: tc = 2x, y, z, . (4.16) В частном случае, когда температура на поверхности является постоянной на протяжении всего времени протекания процессов теплообмена, уравнение (4.16) упрощается и принимает вид tc=idem. Б. Граничные условия второго рода, задающие величину плотности теплового потока для каждой точки поверхности и любого момента времени. Аналитически это можно представить следующим образом: qn = x, y, z, , (4.17) где qn  плотность теплового потока на поверхности тела. В простейшем случае плотность теплового потока по поверхности и во времени остается постоянной qn=idem. Такой случай теплообмена имеет место, например, при нагревании различных металлических изделий в высокотемпературных печах. В. Граничные условия третьего рода, задающие температуру окружающей среды tж и закон теплообмена между поверхностью тела и окружающей средой. Для описания процесса теплообмена между поверхностью тела и средой используется закон Ньютона. Согласно закону Ньютона, количество теплоты, отдаваемое единицей поверхности тела в единицу времени, пропорционально разности температур тела tc и окружающей среды tж q = tc  tж. (4.18) Коэффициент теплоотдачи харктеризует интенсивность теплообмена между поверхностью тела и окружающей средой. Численно он равен количеству теплоты, отдаваемому (или воспринимаемому) единицей поверхности в единицу времени при разности температур между поверхностью тела и окружающей средой, равной одному градусу. Согласно закону сохранения энергии, количество теплоты, которое отводится с единицы поверхности в единицу времени вследствие теплоотдачи (4.18), должно равняться теплоте, подводимой к единице поверхности в единицу времени вследствие теплопроводности из внутренних объемов тела (4.7), т. е. , (4.19) где n  нормаль к поверхности тела; индекс «С» указывает на то, что температура и градиент относятся к поверхности тела (при n=0). Окончательно граничное условие третьего рода можно записать в виде . (4.20) Уравнение (4.20), по существу, является частным выражением закона сохранения энергии для поверхности тела. Г. Граничные условия четвертого рода, харктеризующие условия теплообмена системы тел или тела с окружающей средой по закону теплопроводности. Предполагается, что между телами осуществляется идеальный контакт (температуры соприкасающихся поверхностей одинаковы). В рассматриваемых условиях имеет место равенство тепловых потоков, проходящих через поверхность соприкосновения: . (4.21) 4.2.7. Отдельные задачи теплопроводности при стационарном режиме В технике часто возникают задачи определения температурного поля тела и установления законов передачи теплоты. В результате решения дифференциального уравнения теплопроводности совместно с условиями однозначности можно найти температурное поле, а на основании закона Фурье  соответствующие тепловые потоки. Следует отметить, что аналитическое решение поставленной задачи возможно только для тел правильной геометрической формы и при достаточно простых условиях однозначности. В остальных случаях эта задача решается численными или экспериментальными методами. Рассмотрим несколько тел простой формы — таких, как плоская стенка и полая труба — в случае стационарного распространения теплоты, для которых уравнение теплопроводности значительно упрощается. 4.2.7.1. Теплопроводность через плоскую и цилиндрическую стенки. Рассмотрим однородную плоскую однослойную стенку толщиной , (рис. 4.4), имеющую неограниченную длину и ширину. На наружных поверхностях стенки поддерживаются постоянные температуры t1 и t2. Коэффициент теплопроводности стенки постоянен и равен . При стационарном режиме t=0 и отсутствии внутренних источников теплоты qv=0 и с учетом того, что в этом случае температура будет изменяться только в направлении оси ОХ, дифференциальное уравнение теплопроводности примет вид (4.22) Интегрируя уравнение (4.22), находим (4.23) Рис. 4.4. Температурное поле плоской однослойной стенки После второго интегрирования получаем общий вид уравнения распределения температур в плоских стенках: t=C1x+C2. (4.24) Постоянные С1 и С2 в уравнении (2.24) определяются из граничных условий: при х=0 t=t1, C2=t1; при х= t=t2, Подставляя значения постоянных С1 и С2 в уравнение (4.24), получаем уравнение распределения температуры в рассматриваемой плоской однослойной стенке (4.25) Уравнение (4.25) является уравнением прямой линии. Плотность теплового потока, проходящего через стенку в соот-ветствии с законом Фурье, q = t/n. Учитывая, что , получим . (4.26) Отношение / (Вт/(м2К)) называется тепловой проводимостью стенки, а обратная величина / (м2К/Вт) — тепловым или термическим сопротивлением стенки. Последнее представляет собой изменение температуры в стенке на единицу плотности теплового потока. Тепловой поток, который передается через полную поверхность стенки, , Вт. (4.27) Для многослойных стенок уравнение имеет вид . (4.28) Величина называется полным термическим сопротивлением теплопроводности многослойной стенки. При сравнении переноса теплоты через многослойную стенку и стенку из однородного материала удобно ввести в рассмотрение эквивалентный коэффициент теплопроводности экв многослойной стенки. Он равен коэффициенту теплопроводности однородной стенки, толщина которой  равна толщине многослойной стенки , а термическое сопротивление равно термическому сопротивлению рассматриваемой стенки, т.е.: . Отсюда (4.29) Из уравнения (4.29) следует, что эквивалентный коэффициент теплопроводности экв зависит не только от теплофизических свойств слоев, но и от их толщины. Графически распределение температур по сечению многослойной стенки представляется ломаной линией; температуры на границе соприкосновения слоев можно определить уравнением (4.30) При рассмотрении стационарного процесса теплопроводности в цилиндрической однослойной стенке (трубе) с внутренним радиусом r1 и наружным r2 (рис. 4.5) получаем уравнение распределения температуры: или . (4.31) Рис. 4.5. Температурное поле однослойной цилиндрической стенки Уравнение (4.31) представляет собой уравнение логарифмической кривой. То обстоятельство, что распределение температуры в цилиндрической стенке является криволинейным, можно объяснить следующим. В случае плоской стенки плотность теплового потока остается одинаковой для всех изотермических поверхностей и градиент температуры сохраняет для всех изотермических поверхностей постоянную величину. В случае цилиндрической стенки плотность теплового потока через любую изотермическую поверхность изменяется, т. к. величина поверхности зависит от радиуса (H=2rl), что приводит к изменению градиента температуры. Для нахождения количества теплоты, проходящего через цилиндрическую поверхность величиной Н в единицу времени, можно воспользоваться законом Фурье . Подставляя значение градиента температуры и поверхности, получаем , Вт. (4.32) Из уравнения (4.32) следует, что количество теплоты, проходящее через цилиндрическую стенку в единицу времени, полностью определяется заданными граничными условиями. Тепловой поток (4.32) может быть отнесен либо к единице длины трубы, либо к единице внутренней или внешней поверхности. Расчетная формула для плотности теплового потока, проходящего через единицу длины трубы, запишется: , Вт/м. (4.33) Тепловой поток, отнесенный к единице трубы, измеряется в Вт/м и называется линейной плотностью теплового потока. Как видно из уравнения (4.33), при неизменном отношении d2/d линейная плотность теплового потока не зависит от поверхности цилиндрической стенки. Тепловой поток через единицу внутренней поверхности запишется: , Вт/м. (4.34) Тепловой поток через единицу наружной поверхности запишется: , Вт/м. (4.35) На основании полученного уравнения теплового потока на единицу длины трубы (4.33) можно получить уравнение теплового потока многослойной цилиндрической стенки. В этом случае необходимо выразить разности температур слоев из указанного уравнения, а затем, аналогично примеру с плоской стенкой, сложить полученные результаты. В результате получаем уравнение теплового потока многослойной цилиндрической стенки: , Вт/м. (4.36) Величина, стоящая в знаменателе, называется полным термическим сопротивлением многослойной цилиндрической стенки. Уравнение (4.36) может быть использовано для определения температур на границах любого слоя: . (4.37) Таким образом, полученные уравнения температурного поля и теплового потока позволяют определить температуры в любой требуемой точке тела (пластины или цилиндра) и определить величину теплового потока. Температурное поле для шаровой стенки имеет вид . (4.38) Тепловой поток определяется по уравнению , Вт. (4.39) Указанные уравнения можно использовать для расчета температур в агрегатах и узлах автомобиля. Например, распределение температур по толщине двигателя или стенки кабины можно считать по уравнениям плоских стенок; карданных валов — по уравнениям цилиндрических стенок; заднего моста, главной передачи — по уравнениям шаровых стенок. 4.3. КОНВЕКТИВНЫЙ ТЕПЛООБМЕН 4.3.1. Основные понятия и определения Конвективный теплообмен  это процесс передачи теплоты между твердой поверхностью и окружающей средой, который осуществляется через ламинарный пограничный слой, образующийся в любом случае, а в остальном объеме перенос теплоты осуществляется конвекцией. Различают два вида конвекции: свободную (естественную) и вынужденную. При свободной конвекции жидкость движется за счет разности плотностей, при вынужденной  за счет внешних сил (насос, вентилятор, ветер). Основным уравнением конвективного теплообмена в любом случае является уравнение Ньютона, сводящееся к утверждению, что количество теплоты пропорционально поверхности Н и разности температур t: Q=H(t1  t2), (4.40) где   коэффициент пропорциональности  коэффициент теплоотдачи (Вт/(м2К)), характеризует величину удельного теплового потока, передаваемого единицей поверхности при градиенте в один градус. Коэффициент теплоотдачи можно представить в виде , (4.41) где  — толщина ламинарного пограничного слоя. В этом случае оказывается, что  зависит от большого количества факторов — аналогично  — и не имеет аналитического решения. Определение коэффициента теплоотдачи осуществляется экспериментально и это сообщает всему учению о конвективном теплообмене эмпирический характер. Применение теории подобия и теории размерностей дает возможность обобщить опытные данные и свести задачу конвективного теплообмена к зависимости параметров гидродинамического и теплового подобия и этим все учение о конвективном теплообмене приобретает полуэмпирический характер. 4.3.2. Теория размерностей Теория размерностей используется в том случае, когда нет дифференциального уравнения, описывающего данный процесс. В условиях вынужденной конвекции величина коэффициента теплоотдачи является функцией по крайней мере шести независимых переменных: весовой скорости u, кг/(м2с); линейного размера l; вязкости , кг/(мс); теплоемкости С, Дж/(кгК); плотности , кг/м3 и теплопроводности , Вт/(мК). При экспериментальном определении  Вт/(м2К) необходимо исследовать зависисмость  от шести переменных и провести число опытов , где А — число опытов с одной переменной, например, А = 10; n — число независимых переменных. Для данного примера оказывается, что число опытов равно одному миллиону, что является совершенно нереальным. Применение же теории размерностей приводит к сокращению независимых переменных. В условиях вынужденной конвекции коэффициент теплоотдачи является функцией  = (u, l, , С, , ). (4.42) Полный дифференциал  равен: . (4.43) Для перехода к безразмерным (относительным) величинам необходимо иметь переменные, не отсчитываемые от постоянного «нулевого» уровня. Разделим полученное уравнение на  и одновременно делим и умножаем каждое слагаемое на соответствующие значения (l/l; u/u; / и т. д.), тогда . (4.44) Считаем, что соотношения частных производных являются постоянными: ; ; …; , тогда получим . (4.45) Интегрируем полученное выражение: ln =iu ln u+il ln l+…+i ln +ln C0. (4.46) Потенцируем и получим . (4.47) Необходимым условием общности полученного решения должно быть требование безразмерности постоянной С0 или ее обратной величины: . (4.48) Это уравнение не зависит от системы единиц, а в связи с тем, что С0 является безразмерной, то все единицы измерений (справа) должны входить в это уравнение в «0» степени. Для исключения размерностей составим табл. 2.1. Таблица 4.1 Размерности и показатели степени при конвективном теплообмене № п/п Наименование величины Показатель степени Размерности кг м с К Дж 1 l il  1 2 u iu 1 2 1 3  i 1 1 1 4  i 1 3 5  i 1 1 1 1 6 С ic 1 1 1 7  1 2 1 1 1 Исключаем размерности: 1 — (кг) iu + i + i  ic = 0 2 — (м) il  2iu  i  3i  i+ 2 = 0 3 — (c)  il i  i+ 1 = 0 4 — (К)  i  ic + 1 = 0 5 — (Дж) i + ic  1 = 0. Как видно из последних двух уравнений, полученных исключением размерности, они тождественны, т. к. определяются из теплоемкости воды. Таким образом, имеем 4 независимых уравнения связи при шести независимых переменных. Следовательно, в исходной системе уравнений только два неизвестных показателя подлежат экспериментальному определению, а остальные определяются по полученной системе уравнений в зависимости от этих двух основных. Например, в опыте определены показатели и они соответственно равны: iu= n; ic = m (n, m — число); тогда, используя систему уравнений, получим: из 4 — i= 1  ic= 1  m из 3 — i =  iu  i  1 = n + 1 + m  1 = m  n из 1 — i = ic  iu  i = m  n  m + n = 0 из 2 — il = 2iu + i + i + 3i  2 = 2n + m  n +1  m  2 = n  1. Подставив полученные значения показателей в (4.48), получим (4.49) Преобразуем полученные уравнения, сгруппировав величины с одинаковыми показателями (4.50) или , (4.51) где ul/μ = ωl/ν = Re — критерий Рейнольдса — критерий гидродина-мического подобия; μС/λ = ν/a = Pr — критерий Прандтля — критерий теплофизического подобия; αl/λ = Nu — критерий Нуссельта — критерий теплового подобия. Таким образом, на основании теории размерностей получено уравнение связи безразмерных параметров, характеризующих теплообмен в условиях вынужденной конвекции и число независимых переменных снижено с 6 до 2, что обеспечивает возможность их экспериментального определения, и тогда N=An=100. Правильность использования теории размерностей подтверждается π-теоремой, исходя из чего физическое уравнение, содержащее n2 размерных величин, из которых m1 имеют независимые размерности, после приведения их к безразмерному виду должно содержать  безразмерных параметров  = n – m. В нашем случае  = n – m = 6 – 4 = 2. Численные значения постоянных, входящих в уравнение (4.51) С0, n, m, определяются экспериментально и в зависимости от вида теплообмена приводятся в справочной литературе, некоторые даны в табл. 4.3. 4.3.3. Теория подобия При использовании теории подобия необходимо иметь дифференциальное уравнение, описывающее исследуемый процесс. Проводя критериальную обработку этого уравнения, получают состав критериев подобия. Выявление состава критериев подобия осуществляется методом «губки»: в исходном дифференциальном уравнении опускаются знаки дифференциалов, полученные результаты приравниваются, выделяются независимые слагаемые, на основании которых определяются параметры подобия. Для конвективного теплобмена (его математического описания) необходимо иметь: 1) дифференциальное уравнение движения вязкой несжимаемой жидкости — уравнение Навье — Стокса; 2) уравнение теплопроводности — Фурье — Кирхгофа; 3) уравнение теплообмена на границе твердая поверхность — окружающая среда — Био —Фурье. Уравнение движения вязкой несжимаемой жидкости: (а) Получаем на основании теории подобия с использованием метода «губки» 5 независимых комплексов (уравнение написано для одномерного потока по оси «Х»). № п/п 1 2 3 4 5 комплексы Группируем полученные независимые комплексы и получаем критерии подобия: делим 2:1 ; (4.52) 2:5 ; (4.53) 4:2 ; (4.54) 3:2 , (4.55) где Но — критерий гомохронности — гидродинамический критерий одновременности событий; Re — критерий Рейнольдса — параметр гидродинамического подобия режимов движения жидкости, характеризует соотношение сил инерции и сил вязкости; Eu — критерий Эйлера — характеризует соотношение сил инерции и сил давления; Fr — критерий Фруда — характеризует соотношение сил инерции и сил тяжести. Следует отметить, что полученный основной состав критериев подобия Но, Re, Eu, Fr характеризует режим движения потока и может быть преобразован в любой иной состав критериев подобия умножением или делением исходного состава, но при этом в любом случае должно выполняться условие по возврату любого иного состава критериев подобия к исходному. Так, вместо критерия Фруда можно использовать критерий Галилея: (4.56) или , если , то (4.57) (4.58) Умножая критерий Ga на относительное изменение плотности (ρ – ρ0/ρ0), получим критерий Архимеда. Если ρ – ρ0/ρ0 = βΔТ происходит за счет разности температур ΔТ = Т1 – Т2, то получим критерий Грасгофа. Критерий Ar характеризует величину подъемной силы при изучении свободной конвекции жидкости, в которой находятся пузырьки, твердые частицы или капли другой жидкости. Критерий Ga используется вместо критерия Fr, т. к. в него входит скорость потока, которую трудно измерить. Кроме того, оказывается, что часть критериев является зависимой — функцией других критериев. Так, критерий Eu зависит от Re, что получается из рассмотрения уравнения Дарси — Вейсбаха: , (4.59) откуда , (4.60) с другой стороны . (4.61) Вторым уравнением, описывающим процесс конвективного теплообмена при вынужденном движении, является уравнение теплопроводности (б) Применяя метод «губки», получим три независимых комплекса: делим 2:3 ; (4.62) 3:1 . (4.63) № п/п 1 2 3 комплексы Получаем критерии Пекле Pe и Фурье Fо. Критерий Pe характеризует соотношение тепловых потоков, переносимых конвекцией и теплопроводностью. Вместо критерия Pe можно использовать критерий Прандтля, т. к. . (4.64) Критерий Fо характеризует одновременность событий, так называемое безразмерное время. Из третьего уравнения теплообмена на границе твердая поверхность — окружающая среда получим критерий теплового подобия — критерий Нуссельта Nu: (в) № п/п 1 2 комплексы делим 2:1 . (4.65) Таким образом, проведя критериальную обработку дифференциальных уравнений, получим состав критериев подобия: Nu=(Ho, Fo, Re, Pe, Gr)=1(Ho, Fo, Re, Pe, Gr). (4.66) Связь между критериями определяется опытным путем. Следует заметить, что теории размерностей и подобия могут использоваться при изучении любых процессов (гидравлических, механических, экономических). В табл. 4.2 приводятся критерии тепловых и гидродинамических процессов. Таблица 4.2 Главнейшие безразмерные критерии тепловых и гидродинамических процессов Формула Название критерия Величины, входящие в критерий Значение критерия Критерий Рейнольдса (критерий режима движения)   скорость потока, м/сек; d  эквивалентный диаметр канала;   коэффициент кинематической вязкости, м2/сек. Характеризует гидродинамический режим движения Критерий Эйлера (критерий падения давления) Р  перепад давления, Н/м2;   плотность жидкости, кг/м3. Характеризует безразмерную величину падения давления Критерий Прандтля (критерий физических свойств жидкости) Характеризует физические свойства жидкости и способность распространения тепла в жидкости Критерий Пекле Является мерой отношения молекулярного и конвективного переноса тепла в потоке Критерий Нуссельта (критерий теплоотдачи)   коэффициент конвективной теплоотдачи, Вт/(м2град) Характеризует отношение между интенсивностью теплоотдачи и температурным полем в пограничном слое потока Критерий Био l  характерный размер тела, м; м  коэффициент теплопроводности твердого тела, Вт/(мград) Характеризует соотношение между внутренним и внешним термическим сопротивлениями Критерий Фурье (безразмерное время)   время, сек Характеризует связь между скоростью изменения температурного поля, физическими константами и размерами тела Критерий Грасгофа (критерий подъемной силы)   коэффициент объемного расширения, 1/град; t  разность температур в двух точках системы потока и стенки, град Характеризует кинематическое подобие при свободном движении жидкости 4.3.4. Критериальные уравнения При установлении функциональной связи между коэффициентом теплоотдачи и параметрами конвективного теплообмена можно перейти от размерных функций к безразмерным и тогда, используя эксперимент, определять функции типа Nu=(Re, Pr, Gr, Fo). (4.67) Формула (4.67) называется критериальным уравнением. Количество переменных (которыми здесь являются критерии подобия), входящих в такую зависимость, всегда значительно меньше, чем в случае установления зависимости в размерном виде. Имея конкретный вид функции (4.67), легко определить величину коэффициента теплоотдачи. Вычисление критериев подобия Re, Pr, Gr и др. не представляет значительных трудностей. Практическое использование критериальных уравнений и в тепловых расчетах ДВС заключается в определении с их помощью коэффициента теплоотдачи: (4.68) 4.3.5. Некоторые случаи теплообмена Применительно к определенным задачам уравнение (4.67) может быть упрощено. При стационарных процессах теплообмена выпадает критерий Fо и тогда Nu=(Re, Gr, Pr). (4.69) В случае вынужденного движения жидкости и при развитом турбулентном режиме свободная конвекция в сравнении с вынужденной очень мала, поэтому уравнение подобия теплоотдачи упрощается: Nu=(Re, Pr). (4.70) Для некоторых газов величина числа Прандтля — Pr — в процессе конвективного теплообмена почти не изменяется с температурой, поэтому уравнение подобия принимает более простой вид: Nu=(Re). (4.71) При свободном движении жидкости, когда вынужденная конвекция отсутствует, вместо числа Рейнольдса в уравнение подобия теплоотдачи необходимо ввести число Грасгофа и получаем: Nu=(Gr, Pr). (4.72) Итак, теория подобия позволяет, не интегрируя дифференциальных уравнений, получить из них критерии подобия и установить критериальные зависимости, которые справедливы для всех подобных между собой процессов. Однако следует помнить, что такие обобщенные зависимости ограничены условиями подобия, из них нельзя делать заключения, выходящие за пределы этих ограничений. Общего решения теория подобия не дает: она позволяет лишь обобщить опытные данные в области, ограниченной условиями подобия. При использовании метода подобия об этих ограничениях всегда нужно помнить. 4.3.6. Расчетные зависимости конвективного теплообмена В качестве конкретной формы расчетных уравнений обычно принимается степенная зависимость в виде y = Axmunp. (4.73) Она наиболее проста и гибка. Подробно математическая обработка результатов экспериментов рассматривается в специальной литературе. Мы ограничиваемся рассмотрением некоторых вопросов конвективного теплообмена, встречающихся при тепловых расчетах агрегатов ДВС. Установившийся конвективный теплообмен в общем случае описывается следующим уравнением подобия (капельные жидкости): (4.74) Введение множителя в уравнения подобия для капельных жидкостей дает возможность использовать эти уравнения при любом направлении теплового потока (от стенки к среде и наоборот) и учесть изменение теплофизических свойств среды. Индексы «ж» и «с» означают, что теплофизические параметры жидкости следует выбирать при средней ее температуре и, соответственно, при средней температуре стенки. 4.3.7. Теплообмен при естественной конвекции Для расчета коэффициента теплоотдачи в условиях естественной конвекции в большом объеме теплоносителя обычно пользуются критериальной зависимостью вида Nu=C(GrPr)n. (4.75) Значения коэффицента С и показателя степени «n» в зависимости от произведения GrPr приведены в табл. 4.3. В качестве определяющей температуры принята средняя температура пограничного слоя: , (4.76) где tст — температура стенки, ˚С; tж — температура жидкости (среды) на большом удалении от нагретого тела, ˚С. По формуле (4.75) можно рассчитывать теплоотдачу от поверхностей практически любой формы: вертикальных и горизонтальных труб, шаров, вертикальных пластин (для горизонтальных труб и шаров определяющим линейным размером, входящим в критерии Nu и Gr, является диаметр d, для вертикальных труб и пластин — высота h). Более того, если значения коэффициента «С» увеличить на 30% по сравнению с приведенным в табл. 4.3, то формулой можно пользоваться и для расчета α от горизонтальной плиты, обращенной греющей стороной вверх. Если греющая сторона обращена вниз, то значение «С» следует уменьшить на 30%. В обоих случаях определяющим является наименьший размер плиты в плане. Таблица 4.3 Значения величин С и n Условия движения GrPr C n На горизонтальной трубе 103…109 0,50 0,25 Вдоль вертикальной стенки 103…109 0,75 0,25 Вдоль вертикальной стенки свыше 1010 0,15 0,33 Довольно часто приходится рассчитывать теплообмен естественной конвекции в узких глухих каналах. Как показывает эксперимент, большинство случаев теплопереноса в таких условиях (даже не подобных — например, в вертикальных, горизонтальных, кольцевых щелях) можно приближенно объединить общей расчетной методикой. Среднюю плотность теплового потока q между поверхностями, разделенными прослойкой газа или жидкости толщиной δ, можно рассчитывать как в случае переноса теплоты теплопроводностью через плоскую стенку: (4.77) где tc1 и tc2 — большая и меньшая температуры ограждающих поверхностей; λэ — эквивалентный коэффициент теплопроводности, учитывающий и конвективный перенос теплоты. При (GrPr)103 естественную конвекцию можно вообще не учитывать, считая λэ=λж. При (GrPr)103 значение λэ становится заметно больше, чем λж, и рассчитывается по формуле λэ=εкλж. Величина поправки на конвекцию определяется зависимостью к=0,18 (GrPr)0,25. (4.78) Определяющий размер при расчете Gr — толщина прослойки δ, а определяющая температура ― средняя между поверхностями: tср=0,5 (tc1+tc2). 4.3.8. Теплоотдача при вынужденном движении жидкости в трубах и каналах Интенсивность теплообмена в прямых гладких трубах зависит от режима течения потока, определяемого величиной Re=ωd/ν. Если ReReкр, то режим течения ламинарный. При движении жидкости в трубах Reкр=2103. Развитый турбулентный режим течения устанавливается при значениях Re104; Re=21031104 соответствует переходному режиму. При ламинарном движении происходит значительное изменение температуры по сечению трубы и, соответственно, изменение плотности текущей жидкости. Вследствие этого на вынужденное движение теплоносителя накладывается свободное движение. Интенсивность свободного движения характеризуется числом Грасгофа. Средний по длине трубы коэффициент теплоотдачи при вынужденном ламинарном движении жидкости в трубе, учитывающий влияние свободной конвекции, определяется, исходя из критерия Nu: (4.79) Уравнение (4.79), предложенное академиком М.А. Михеевым, используется для оценки теплоотдачи в трубах и каналах при Re2000 и вязкостно-гравитационном режиме течения,. Это уравнение определяет среднюю теплоотдачу в трубах и каналах различного поперечного сечения. За определяющий размер здесь принят диаметр трубы или эквивалентный диаметр канала: dэ=4F/P, (4.80) где P — периметр канала: F — площадь его поперечного сечения. Коэффициент εl в формуле (4.79) зависит от отношения l/d, где l ― длина трубы. При l/d50, εl=1. Значение для коротких труб выбирается в зависимости от l/d: Таблица 4.4 Значение коэффициента εl 1 2 5 10 15 20 30 40 50 l 1,9 1,7 1,44 1,28 1,18 1,13 1,05 1,02 1 При турбулентном режиме жидкость в потоке весьма интенсивно перемешивается и естественная конвекция практически не оказывает влияния на интенсивность теплообмена. Для определения среднего по длине трубы коэффициента теплоотдачи при развитом турбулентном движении (Re104) академик М.А. Михеев рекомендовал следующее уравнение подобия: . (4.81) В уравнение (4.81) не входит критерий Грасгофа, так как свободное движение не оказывает влияния на теплоотдачу. Уравнение (4.81) справедливо для различной формы поперечного сечения канала, в том числе для кольцевого (d2/d1=15,6) и щелевого (а/b=140). За определяющую температуру в уравнениях (4.81) и 4.79) принята средняя температура потока жидкости. За определяющий геометрический размер — диаметр трубы или эквивалентный диаметр канала любой формы. Для воздуха формула (4.81) упрощается: Nu=0,018Re0,8. (4.82) При переходном режиме течения теплоотдача не может быть описана единым уравнением подобия, так как при этих условиях характер движения и теплообмена зависит от многих факторов, трудно подда-ющихся количественной оценке. При Re=idem соотношение между возможными максимальными коэффициентами теплоотдачи составляет 20100. Поэтому для этой области режимов теплообмена можно определить только наиболее вероятные значения коэффициентов теплоотдачи по уравнению (4.83) Величина к0 выбирается в зависимости от величины критерия Re. Таблица 4.5 Значение величины к0 Re103 2,2 2,3 2,5 3,0 3,5 4 5 6 7 8 9 10 к0 2,2 3,6 4,9 7,5 10 12,2 16,5 20 24 27 30 33 4.3.9. Теплоотдача при поперечном обтекании труб Процесс теплоотдачи при поперечном обтекании труб имеет особенности, которые обусловлены гидродинамикой движения жидкости вблизи поверхности трубы. Для определения коэффициента теплоотдачи при поперечном омывании одиночной трубы используют следующие уравнения подобия: при Re=5103 ; (4.84) при Re=1032105 (4.85) За определяющий линейный размер принят внешний диаметр трубы; за определяющую температуру — температура потока; скорость жидкости отнесена к самому узкому сечению канала, в котором расположена труба. При омывании поперечным потоком жидкости пучка труб интенсивность теплоотдачи зависит не только от факторов, влияющих на теплоотдачу одиночной трубы, но и от взаимного расположения труб в пучке, а также от плотности пучка. В теплообменных устройствах с целью увеличения поверхности теплообмена трубы собирают в пучок. Применяются два вида расположения труб в пучках: коридорное и шахматное. Средний коэффициент теплоотдачи при Re=103105 может быть определен из уравнения (4.86) Для шахматных пучков С=0,41; n=0,6; для коридорных пучков С=0,26; n=0,65. Поправочный коэффициент s учитывает влияние относительных шагов; для шахматного пучка при S1/S22; s=(S1/S2)1/6, при S1/S22; s=1,12; для коридорного пучка s=(S1/S2)-0,15. 4.4. ТЕПЛОВОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ 4.4.1. Основные понятия и определения Тепловое излучение представляет собой процесс распространения внутренней энергии нагретого тела путем электромагнитных волн. Возбудителями этих волн являются электрически заряженные материальные частицы, т. е. электроны и ионы, входящие в состав вещества. Помимо волновых свойств излучение обладает также корпускулярными свойствами. Корпускулярные свойства состоят в том, что лучистая энергия излучается и поглощается веществом не непрерывно в виде бесконечной электромагнитной волны, а в виде определенных порций, так называемых квантов энергии излучения. По современным представлениям, носителями этих порций (квантов) электромагнитной энергии являются элементарные частицы излучения — фотоны, обладающие энергией, количеством движения и электромагнитной массой. Таким образом, излучение обладает волновой и корпускулярной (квантовой) природой. Согласно этому, энергия и импульсы сосредотачиваются в фотонах, а вероятность нахождения их в том или ином месте пространства — в волнах. Соответственно этому излучение характеризуется длиной волны (λ) или частотой колебаний (ν=с/λ). Все виды электромагнитного излучения имеют одинаковую природу и различаются лишь длиной волны, в зависимости от которой различают космическое, γ- излучение, рентгеновское, ультрафиолетовое, видимое (световые лучи), инфракрасное и т. д. Для теплообмена имеет значение излучение, энергия которого при поглощении его веществом превращается в тепловую и наоборот. В наибольшей степени такими свойствами обладает излучение с длиной волн от 0,4 до 800 мкм. Это излучение называют тепловым. Оно состоит из видимого (светового) излучения (от 0,4 до 0,8 мкм) и из инфракрасного излучения (от 0,8 до 800 мкм). В области температур до 2000˚С основную роль в теплообмене играет второе, т. е. инфракрасное излучение. Тепловое излучение — сложный процесс, связанный с двойным преобразованием энергии: сначала переход тепловой энергии в излучение электромагнитных волн, затем движение волн (фотонов) и, наконец, поглощение электромагнитных колебаний поглощающей средой или телом (абсорбция) — еще одно преобразование энергии. Большинство твердых и жидких тел имеет сплошной (непрерывный) спектр излучения, т. е. излучает энергию всех длин волн от 0 до . К твердым телам, имеющим непрерывный спектр излучения, относятся непроводники и полупроводники электричества, металлы с окисленной шероховатой поверхностью. Некоторые тела излучают энергию только в определенных интервалах длин волн, т. е. излучают энергию с прерывистым спектром. К ним относятся чистые металлы, газы и пары, которые характеризуются выборочным или селективным излучением. 4.4.2. Виды лучистых потоков Количество энергии, излучаемое поверхностью тела во всем интервале длин волн (от =0 до =) в единицу времени, называется интегральным (полным) потоком излучения Q (Вт). Излучение, соответствующее узкому интервалу длин волн, называется монохроматическим. Количество энергии, излучаемое единицей поверхности тела в единицу времени, называется излучательной способностью тела Е (Вт/м2) или плотностью интегрального излучения. Излучательная способность тела, отнесенная к определенной волне излучения, называется интенсивностью излучения J (Вт/м3). Лучистый поток Q, падающий на тело, частично им поглощается QA, частично отражается QR, частично проходит сквозь тело QD (рис. 4.6). Рис. 4.6. Схема распределения падающей лучистой энергии Количество лучистой энергии, падающей на данное тело, можно записать: Q=QA+QR+QD (4.87) Разделив обе части равенства на Q и обозначив QA/Q=A, QR/Q=R, QD/Q=D, получим 1=A+R+D. (4.88) Коэффициенты A, R, D характеризуют соответственно поглощательную, отражательную и пропускную (прозрачность) способность тела. В связи с этим они именуются коэффициентами поглощения, отражения и пропускания, которые для различных тел могут изменяться от 0 до 1. Если А=1, то R=D=0; это означает, что вся падающая лучистая энергия полностью поглощается телом. Такие тела называются абсолютно черными или просто черными. Если R=1, то A=D=0; это означает, что вся падающая лучистая энергия полностью отражается телом. При этом, если отражение правильное, тела называются зеркальными; если же отражение диффузное, — абсолютно белыми. Если D=1, то A=R=0; это означает, что вся падающая энергия полностью проходит сквозь тело. Такие тела называются абсолютно прозрачными (проницаемыми) или диатермичными. В природе абсолютно черных, белых и прозрачных тел не существует; тем не менее понятие о них является очень важным для сравнения с реальными поверхностями. Если бы тело не испытывало излучение извне, то излучаемая телом энергия представляла бы так называемое собственное излучение Есоб. Однако практически всегда на рассматриваемое тело падает лучистая энергия Епад других тел. В этом случае, если тело частично отражает падающую на него лучистую энергию, то полное излучение тела, называемое эффективным излучением, (рис. 4.7), запишется: Еэф=Есоб+Еотр=Есоб+RЕпад. (4.89) Эффективное излучение зависит не только от физических свойств и температуры данного тела, но и физических свойств и температуры окружающих его тел. Кроме того, оно зависит от форм, размеров и относительного расположения тел в пространстве. Вследствие этих факторов физические свойства эффективного и собственного излучения различны. Рис. 4.7. Классификация потоков излучения Лучистый теплообмен между телами определяется потоком результирующего излучения. Результирующее излучение представляет собой разность между лучистым потоком, получаемым данным телом, и лучистым потоком, который оно посылает в окружающее его пространство (см. рис. 4.7): qрез=Есоб  Епогл=Есоб  АЕпад. (4.90) Результирующий поток излучения может быть величиной положительной, отрицательной и равной нулю (при равновесном излучении). 4.4.3. Законы теплового излучения Законы теплового излучения получены применительно к идеальному абсолютно черному телу и к условиям термического равновесия. 4.4.3.1. Закон Планка Разрабатывая квантовую теорию излучения, М. Планк (1900 г.) теоретически установил зависимость спектральной плотности потока излучения абсолютно черного тела от абсолютной температуры и длины волны: , (4.91) где  — длина волны, м; е — основание натурального логарифма; с1=3,741016, Вт/м2 — первая постоянная Планка; с2=1,44102, мК — вторая постоянная Планка. Рис. 4.8. Графическое представление закона Планка На рис. 4.8 дано графическое представление закона Планка. Из приведенных на графике изотерм видно, что интенсивность излучения вначале, на участке у коротких волн, быстро возрастает до максимума, а затем медленно убывает. При одной и той же длине волны интенсивность излучения тем больше, чем больше температура тела. 4.4.3.2. Закон смещения (Вина) На основе термодинамического рассмотрения черного равновесного излучения В. Вин в 1893 г. установил следующую связь между абсолютной температурой Т и длиной волны λмакс, которой соответствует максимальная интенсивность излучения: λмаксТ=в=const. (4.92) Уравнение (4.93) является математической формулировкой закона смещения (Вина), из которого следует, что при увеличении температуры равновесной системы максимум спектральной объемной плотности энергии равновесного излучения (интенсивности излучения) — J0λ смещается в сторону более коротких длин волн. Например, для солнечного излучения (Т6000 К) максимум интенсивности падает на видимый участок спектра (макс=0,5 мкм). Для температур, встречающихся в технических устройствах (ниже 2000 К), максимум интенсивности приходится на тепловые (инфракрасные) лучи. Для того, чтобы определить конкретные значения макс при задании различных температур Т, необходимо знать величину «в», называемую постоянной Вина; теоретические исследования Планка позволили произвести независимое определение «в», и, в соответствии с современными данными, ее значение равно: в=2,8978103 мК. Подставляя значение произведения максТ из (4.92) в формулу Планка (4.91), получим для максимума интенсивности (J0)макс следующее уравнение: (J0)макс=с3Т5 Вт/м3, где с3=1,309105 Вт/(м3К5). Таким образом, максимальная интенсивность излучения пропорциональна пятой степени температуры абсолютно черного тела. 4.4.3.3. Закон И. Стефана — Л. Больцмана Закон Стефана — Больцмана устанавливает зависимость плотности потока интегрального полусферического излучения от температуры. Эта зависимость задолго до появления квантовой теории Планка впервые экспериментально (путем измерений собственного излучения модели черного тела) была установлена Стефаном (1879 г.). Позднее (1884 г.) она теоретически (исходя из законов термодинамики) была получена Больцманом. Поэтому закон получил объединенное название Стефана — Больцмана. Закон Стефана — Больцмана для поверхностной плотности потока интегрального излучения Е0, Вт/м2 можно выразить следующим образом: В результате интегрирования получаем Е0=0Т4, Вт/м2, (4.93) где 0=5,67108, Вт/(м2К) — константа излучения абсолютно черного тела. В технических расчетах для удобства пользования константу 0 увеличивают в 108 раз, а для компенсации в формуле (2.93) температуру делят на 100. Тогда закон Стефана — Больцмана приобретает вид , (4.94) где с0=5,67 Вт/(м2К4) — коэффициент излучения абсолютно черного тела. Закон Стефана — Больцмана может быть применен и к серым телам. В этом случае используется положение о том, что у серых тел, так же, как и у черных, собственное излучение пропорционально абсолютной температуре в четвертой степени, но энергия излучения меньше, чем энергия излучения черного тела при той же температуре. Для серых тел этот закон имеет вид , (4.95) где ε=Е/Е0=с/с01 — интегральная степень черноты серого тела представляет собой относительную излучательную способность серого тела. Таким образом, степень черноты представляет собой отношение излучательной способности реального серого тела к излучательной способности абсолютно черного тела при той же температуре. Степень черноты (относительный коэффициент излучения) серого тела зависит от природы тела, температуры, состояния поверхности и в большинстве случаев определяется экспериментальным путем. 4.4.3.4. Закон Кирхгофа Закон Кирхгофа устанавливает связь между излучательной и поглощательной способностями тела. В 1860 г. немецким физиком Г. Кирхгофом, исходившим из второго начала териодинамики, теоретически было установлено, что отношение излучательной способности абсолютно черного тела к его поглощательной способности является функцией только длины волны и абсолютной температуры. Эта функция является универсальной для всех тел, находящихся при одинаковой температуре. Исследованиями Кирхгофа было положено начало количественной теории теплового излучения. Уравнение, выражающее закон Кирхгофа, можно записать в общем виде: . (4.96) На основании этого уравнения можно сделать вывод, что для любого тела отношение его излучательной способности к поглощательной способности равно излучательной способности абсолютно черного тела при той же температуре и зависит только от температуры. Подставляя в уравнение (4.96) вместо значений , и т.д. и сокращая обе части равенства на (Т/100)4, получим . (4.97) Если сравнить уравнения (4.97) и ε=Е/Е0=с/с0, то окажется, что А=ε, т. е. поглощательная способность тела и степень черноты численно равны друг другу. Из уравнения (4.96) вытекает, что излучательная способность всех тел меньше излучательной способности абсолютно черного тела при той же температуре. 4.4.4. Особенности излучения паров и реальных газов Газы, как и твердые тела, обладают способностью излучать и поглощать лучистую энергию, но для различных газов эта способность различна. Одно- и двухатомные газы (кислород, водород, азот и др.) для тепловых лучей практически прозрачны (диатермичны). Значительной излучательной и поглощательной способностью обладают трех- и многоатомные газы, например, углекислота (СО2), водяной пар (Н2О), сернистый ангидрид (SO2), аммиак (NH3) и др. По сравнению с твердыми телами излучение и поглощение газов имеет ряд особенностей. Излучение и поглощение газов носит характер избирательного (селективного) излучения, т. е. газы излучают и поглощают энергию лишь в определенных интервалах длин волн, в так называемых полосах, расположенных в различных частях спектра, в то время как твердые тела в большинстве случаев излучают и поглощают лучистую энергию длин волн от 0 до . Например, для углекислоты и водяного пара наиболее важное значение имеют следующие полосы: Углекислота СО2 Водяной пар Н2О 1-ая полоса =2,363,02 мкм =2,243,27 мкм 2-ая полоса =4,014,80 мкм =4,808,50 мкм 3-ая полоса =12,516,5 мкм =12,025,0 мкм Твердые тела для тепловых лучей непрозрачны, поэтому можно считать, что излучение и поглощение лучистой энергии происходит в поверхностном слое. Излучение и поглощение газов носит объемный характер, так как в нем участвуют все микрочастицы газа, заключенные в рассматриваемом объеме. При прохождении тепловых лучей через газ их энергия вследствие поглощения уменьшается. Количество поглощенной энергии зависит от числа встречаемых тепловым лучом молекул газа, т. е. определяется длиной пути луча l и давлением газа P. Поэтому поглощательная способность газа А для какой-нибудь длины волны является функцией произведения Pl. Кроме того, поглощательная способность газа зависит от его температуры Т. Поэтому можно записать А=1(T, Pl). (4.98) Согласно закону Кирхгофа, тела, поглощающие лучистую энергию, обладают способностью ее излучать. Наличие излучения газа доказывается следующим образом. Пусть имеется некоторое полое тело с одинаковой температурой по всей внутренней поверхности. В отношении лучистого обмена внутренняя поверхность такого тела будет находиться в состоянии динамического равновесия: каждый его элемент излучает столько энергии, сколько он сам получает от остальной части поверхности. Если заполнить это полое тело газом, температура которого равна температуре тела, то при наличии газа каждый элемент поверхности будет излучать такое же количество энергии, как и раньше, но от остальной части поверхности сам он будет получать меньше, так как часть этой энергии поглощается газом. Так как температура газа равна температуре стенок, т. е. соблюдается тепловое равновесие газа и стенок, недостающая энергия может быть получена только за счет собственного излучения. Поэтому можно считать, что излучаемая газом энергия и энергия, поглощаемая им, равны между собой. Известно, что при полосовых спектрах излучения, которые характерны для газов, закон Стефана — Больцмана неприменим. Например, согласно опытным данным для углекислого газа и водяного пара излучательная способность может быть определена по формулам: ; (4.99) . ( 4.100) Иначе говоря, каждый газ имеет свой собственный закон излучения, что, естественно, затрудняет теплотехнические расчеты. Поэтому в основу практических расчетов по излучению положен все же закон 4-ой степени абсолютной температуры — закон Стефана — Больцмана: Ег=εг·с0(Т/100)4, (4.101) где Ег — количество энергии излучения газа в единицу времени; εг — степень черноты газа. Учитывая, что степень черноты представляет отношение излучательных способностей рассматриваемого и абсолютно черного тел, из уравнений (4.99 и 4.100) можно сделать вывод, что εг=ƒ(Т, Pl). Для смеси газов степень черноты не равна сумме степеней черноты компонентов, а определяется, например, для смеси из двух газов: εг=ε1+ε2Δг. Это обстоятельство определяется тем, что полосы излучения и поглощения для компонентов частично совпадают, что предопределяет взаимное поглощение энергии компонентов. Формулой (4.101) определяется количество энергии, излучаемой газом в пустоту, которую можно рассматривать как абсолютно черное пространство при Т=0К. В действительности газ всегда огражден твердой поверхностью (оболочкой), температура которой выше 0К, а степень черноты меньше 1. Такая поверхность имеет собственное излучение, которое частично поглощается газом, а частично — отражается. Отраженная оболочкой энергия частично поглощается газом, а частично — отражается. Результирующий тепловой поток при теплообмене излучением между газом и оболочкой определится разностью между тепловым потоком, излучаемым газом на оболочку, и частью излучения оболочки, которое поглощается газом. Так как газ поглощает селективно, то степень черноты газа εг и его поглощательная способность Аг не равны между собой, как у твердых тел. Кроме того, при наличии излучающего газа эффективная степень черноты оболочки εэф.с больше степени черноты оболочки в диатермичной среде и приближенно может быть вычислена по формуле εэф.с=(εс+1)/2. Окончательно расчетная формула теплообмена между газом и оболочкой имеет вид . (4.102) Формула (4.102) справедлива для лучистого теплообмена, когда длина пути луча l в любом направлении одна и та же, т. е. для полусферы. В газовых телах другой формы длина пути в разных направлениях различна. В этом случае вводится понятие средней длины пути луча, которая определяется из следующего соотношения: , (4.103) где V — объем газа, м3; F — поверхность его оболочки, м2. 4.5. ТЕПЛОПЕРЕДАЧА 4.5.1. Теплопередача между двумя теплоносителями через разделяющую их стенку Передача теплоты от одной подвижной среды (жидкости или газа) к другой через разделяющую их твердую стенку любой формы называется теплопередачей. Расчетная формула теплопередачи для стационарного режима имеет следующий вид: Q=кH(tж1tж2). (4.104) Для однослойной плоской стенки коэффициент теплопередачи определяется следующим образом: . (4.105) Величина, обратная коэффициенту теплопередачи, называется полным термическим сопротивлением теплопередачи: . (4.106) Для многослойной плоской стенки коэффициент теплопередачи для стационарного теплового режима следующий: , (4.107) где — термическое сопротивление многослойной стенки. Для многослойной цилиндрической стенки линейный коэффициент теплопередачи определяется: . (4.108) Величина кl называется линейным коэффициентом теплопередачи, который численно равен количеству теплоты, проходящей через стенку трубы длиной в 1 м в единицу времени при разности температур между горячей и холодной средами в 1˚С. 4.5.2. Оптимизация (регулирование) процесса теплопередачи В технике встречаются два вида задач, связанных с регулированием процесса теплопередачи. Один вид задач связан с необходимостью уменьшения количества передаваемой теплоты (тепловых потерь), т. е. с необходимостью введения в конструкцию устройств, агрегатов ДВС тепловой изоляции. Другой вид задач связан с необходимостью увеличения количества передаваемой теплоты, т. е. с интенсификацией теплопередачи в агрегатах ДВС. Из уравнения (4.104) следует, что количество передаваемой теплоты (при tж1=idem и tж2=idem) зависит от значения (кН). При изоляции поверхностей любой геометрической формы задача в заключительной части решается технико-экономическим расчетом. Однако при изоляции криволинейных поверхностей имеются некоторые технические особенности. Термическое сопротивление, отнесенное к 1 м длины трубы, определяется из уравнения (4.109) При 1=idem; d1=idem; =cоnst; 2=idem полное термическое сопротивление теплопередачи будет зависеть от внешнего диаметра трубы d2. Из выражения для Rl (4.109) следует, что =idem; тепловое сопротивление увеличивается с возрастанием d2; тепловое сопротивление уменьшается с увеличением d2. Полное термическое сопротивление Rl зависит от характера изменения составляющих Rlc и Rl2. Чтобы выяснить, как будет изменяться Rl при изменении толщины цилиндрической стенки, исследуем Rl как функцию d2. Возьмем производную от Rl по d2 и приравняем нулю: (4.110) отсюда d2=dкр=2/2, где dкр — критический диаметр, м. Значение внешнего диаметра трубы, соответствующего минимальному полному термическому сопротивлению теплопередачи, называется критическим диаметром. В интервале d2dкр полное термическое сопротивление теплопередачи падает с увеличением d2; это объясняется тем, что увеличение наружной поверхности трубы оказывает на термическое сопротивление большее влияние, чем увеличение толщины стенки. В интервале d2dкр полное термическое сопротивление теплопередачи увеличивается с ростом d2 из-за преобладающего влияния на Rl толщины стенки. Эту особенность изоляции криволинейных поверхностей различных агрегатов ДВС необходимо учитывать при выборе вида тепловой изоляции. При наложении слоя тепловой изоляции на цилиндрическую поверхность полное термическое сопротивление теплопередачи определяется из выражения (4.109). Удельные тепловые потери получим: (а) Из выражения (а) следует, что ql при увеличении внешнего диаметра изоляции d3 сначала будет возрастать и при d3=dкр будет иметь максимальное значение. При дальнейшем увеличении внешнего диаметра изоляции ql будет снижаться. Материал изоляции выбирается следующим образом: по заданным значениям 2 и из определяют dкр из выражения (4.110). Если окажется, что d3dкр, то применение выбранного материала в качестве тепловой изоляции нецелесообразно. Для целесообразного выбора изоляции необходимо соблюдение условия , а . Из приведенного неравенства следует, что чем меньше диаметр изолируемого трубопровода, тем меньше должен быть коэффициент теплопроводности изоляционного материала — из, т. е. качество изоляции должно быть выше. Аналогично решается задача при изоляции сферических поверхностей. При интенсификации теплопередачи в соответствии с основным уравнением теплопередачи (4.104) необходимо по возможности увеличить кН, но изменять по желанию температуру сред (tж1, tж2) зачастую не позволяют условия технологического процесса, неэкономичность и другие причины. Повысить значение кН можно путем увеличения коэффициента теплопередачи, расчетной площади поверхности теплопередачи в отдельности и одновременно. Для чистой однослойной стенки выражение коэффициента теплопередачи из выражения (4.105) имеет вид . (б) Термическое сопротивление теплопроводности металлической стенки мало lim(δ/λ)0, и им можно пренебречь, тогда (в) Из этого уравнения следует, что если 21, то к1 и если 12, то к2, т. е. коэффициент теплопередачи всегда меньше минимального значения коэффициента теплоотдачи. В соответствии с уравнением (в) и выводом для увеличения коэффициента теплопередачи необходимо повышать минимальный коэффициент теплоотдачи. Если 12, то «к» можно увеличить за счет увеличения любого . Для указанной однослойной металлической стенки , (г) и соответственно запишется выражение общего термического сопротивления теплопередачи: (д) Естественно, чем меньше общее термическое сопротивление, тем больше значение «кН», интенсивнее процесс теплопередачи. Значение термических сопротивлений и зависит не только от величин 1 и 2, но и от размеров площадей поверхностей Н1 и Н2. Следовательно, если  мало, то термическое сопротивление теплоотдачи можно уменьшить, увеличивая соответствующую площадь поверхности. Таким образом, для уменьшения общего термического сопротивления необходимо уменьшать наибольшее термическое сопротивление, т. е. увеличивать ту площадь поверхности, со стороны которой  меньше. Увеличение площади поверхности теплоотдачи достигается путем ее оребрения. 4.5.3. Теплопередача при переменных температурах (расчет теплообменных аппаратов) Теплообменным аппаратом (ТА) называется устройство, предназначенное для передачи теплоты от одной среды к другой. Общие вопросы по ТА достаточно освещены в учебниках «Теплопередача». Ниже приводятся некоторые специальные вопросы по обеспечению нормальных тепловых режимов агрегатов и узлов автомобиля. Так, например, система охлаждения ДВС состоит из комплекса устройств. В систему входят теплообменники (радиаторы) для отвода теплоты от воды и масла в атмосферу. Для определения конструктивных размеров и оценки эффективности теплообменных аппаратов выполняют тепловой и гидравлический расчеты. При тепловом расчете определяют поверхности нагрева Н (конструкторский расчет) или проверяют возможность использования имеющегося теплообменника в тех или иных конкретных условиях (проверочный расчет). После теплового расчета производят гидравлический расчет. Все расчеты ТА базируются на совместном решении уравнений теплопередачи и теплового баланса. Предварительно все параметры, относящиеся к горячему теплоносителю, обозначим подстрочным индексом 1, к холодному — 2; параметры на входе в теплообменник — одним штрихом, на выходе — двумя штрихами. Учитывая, что процесс теплообмена происходит при постоянном давлении и вся теплота от горячего теплоносителя без потерь переходит к холодному, можно записать уравнение теплового баланса: . (4.111) Теплота греющего теплоносителя передается к нагреваемому через поверхность Н. Это выражается уравнением теплопередачи (4.104) Q=кHΔtср, Вт. (4.112) В тех случаях, когда температура каждого теплоносителя меняется незначительно, можно среднюю разность температур вычислить по средним арифметическим температурам каждого теплоносителя: (4.113) Более точно средняя разность температур теплоносителей (температурный напор между теплоносителями) определяется по (4.114) где Δtmax, Δtmin — максимальная и минимальная разность температур теплоносителей. Подставив в формулу (4.114) значения Δtmax Δtmin, получаем для прямотока (а) для противотока (б) На основании уравнения теплового баланса можно определить Q, а также расход одного из теплоносителей. Определив температурный напор между теплоносителями Δtср и коэффициент теплопередачи «к», можно рассчитать поверхность нагрева теплообменного аппарата Н (конструкторский расчет): (4.115) При проверочном расчете поверхность нагрева Н известна; определяют Q и конечные температуры и , используя метод последовательных приближений. 4.5.3.1. Нестационарная теплопередача (нагревание, охлаждение резервуаров) Имеем резервуар с жидкостью, в котором помещен нагреватель или подается сухой насыщенный пар с постоянной температурой — tк, время нагрева (охлаждения) — z. Рассмотрим уравнение элементарного теплового баланса: Q=MCpdt=(tк–t2)кНdz. (a) Разделяя переменные в уравнении (а) (б) и интегрируя уравнение (б), получим (4.116) или е (4.117) Эти уравнения позволяют определить или время нагрева z, или конечную температуру .