Презентация на тему ОСНОВЫ ТЕОРИИ ТЕПЛООБМЕНА

тепловой энергией между физическими телами (или системами), вызванный наличием

разности температур этих тел (или систем). Такой перенос теплоты в соответствии со вторым законом термодинамики всегда имеет определенное направление от более нагретых тел (или систем) к менее нагретым.
Теплота может распространяться в любых веществах и даже через вакуум.
В реальных условиях теплообмен является сложным процессом. Однако ради простоты изучения различают три элементарных вида теплообмена: теплопроводность (кондукцию), конвекцию и тепловое излучение.
При теплопроводности перенос теплоты происходит за счет соударений.и диффузии частиц тел, а также квантов упругих колебаний их кристаллических решеток — фононов, при макроскопической неподвижности всей массы вещества. В наиболее чистом виде теплопроводность можно наблюдать в твердых телах и тонких неподвижных слоях жидкости и газа. В металлах и полупроводниках теплообмен осуществляется за счет соударений и диффузии свободных электронов, а также упругих колебаний кристаллической решетки, т.е. теплопроводность складывается из двух слагаемых — электронной и фононной. В металлах вторая слагающая мала, в полупроводниках она больше, а в диэлектриках — является основной.

феноменологическим описанием процесса и имеет вид


где q —удельный тепловой

поток, Вт/м2;  — коэффициент теплопроводности вещества, Вт/(мК); grad t — градиент температуры, К/м.
Под конвекцией теплоты понимают процесс передачи ее из одной части пространства в другую перемещающимися макроскопическими объемами жидкости или газа. В зависимости от причины, вызывающей движение, конвекция может быть свободной (естественной) или вынужденной, происходящей за счет действия внешних сил. Естественное или свободное движение жидкости или газа, а следовательно, и конвекция теплоты, вызываются разностью удельных весов неравномерно нагретой среды; принудительное, движение осуществляется нагнетателями (насосами, вентиляторами, компрессорами и др.).
Из определения конвекции следует, что количество передаваемой конвекцией в единицу времени теплоты прямо связано со скоростью движения среды. Теплота передается главным образом в результате проходящих потоков жидкости, или газа (макрообъемов), но отчасти теплота распространяется и в результате обмена энергией между частицами, т.е. теплопроводности. Таким образом, конвекция всегда сопровождается, теплопроводностью (кондукцией), следовательно, теплопроводность является, неотъемлемой частью конвекции. Совместный процесс конвекции теплоты и теплопроводности называют конвективным теплообменом.

конвективной теплоотдачей, или теплоотдачей соприкосновением, и описывают формулой Ньютона–Рихмана:


где

qк– удельный поток теплоты, Вт/м2; αк – коэффициент конвективной теплоотдачи, Вт/(мК); t – средняя .разность температур между греющей средой и нагреваемой поверхностью (температурный напор), К.
Величину, обратную коэффициенту теплоотдачи, 1/α называют термическим сопротивлением. Коэффициент конвективной теплоотдачи зависит от многих факторов: скорости потока и характера движения, формы и размера обтекаемого тела, свойств и состояния среды и пр.
При теплообмене излучением (называемом также лучистой и радиационной теплоотдачей) тела не соприкасаются друг с другом и перенос теплоты между ними при наличии: разности температур Т1 > Т2 осуществляется с помощью электромагнитной энергии. Происходит двойное превращение энергии – в теле с температурой Т1 теплота превращается в излучение — носитель электромагнитной энергии, а в теле с температурой Т2 в результате поглощения излучения электромагнитная энергия снова превращается в теплоту.
Результирующий тепловой поток от излучающей среды с aбсолютной температурой Токр к поверхности, средняя абсолютная температура которой равна Тс, определяется по формуле, вытекающей из закона Стефана—Больцмана:

— коэффициент излучения, Вт/(м2К4); пр — приведенная степень черноты,

зависящая от свойств изучающей среды и поверхности и выражениях в долях от степени черноты абсолютно черного тела, принимаемой за единицу.
Количество теплоты, передаваемое в единицу времени через произвольную поверхность F, в теории теплообмена принято называть тепловым потоком и обозначать буквой Q, Вт.
Следовательно,

Возможны любые сочетания из трех указанных элементарных видов теплообмена. Такой сложный теплообмен, всегда имеющий место в реальных условиях, называется собственно теплопередачей.
Примером его может служить теплообмен между топочными газами в паровом котле и водой, движущейся по трубам, расположенным в топке и газоходах. Передача теплоты от факела горящего топлива к наружным поверхностям стенок труб осуществляется лучеиспусканием; от горячих газов к этим поверхностям — конвективной теплоотдачей, через стенки труб – теплопроводностью, а от внутренних стенок к воде – конвективной теплоотдачей.

распределения температуры по объему тела. Совокупность значений температуры во

всех точках тела в данный момент времени называется температурным полем. Математическое выражение температурного поля связывает температуру t с пространственными координатами любой точки х, у, z в данный момент времени :

Если температура является функцией одних только пространственных координат (х, у, z), то такое поле называется стационарным, или установившимся. Однако часто температура каждой точки тела зависит также от времени , т.е. t =f(x, у, z, ), и тогда поле называется нестационарным, или неустановившимся. Так, например, нагревающаяся в печи стальная заготовка имеет нестационарное поле, а в прогревшейся стенке здания температура каждой точки не меняется во времени и ее температурное поле будет стационарным.
Очевидно, что для установившегося теплового режима

закону Фурье (3.1)


Коэффициент теплопроводности


Знак минус в уравнении (3.1) указывает

на то, что вектор q направлен противоположно вектору grad t, т.е. в сторону наибольшего уменьшения температуры (рис. 3.1).







К пояснению закона теплопроводности Фурье

теплоты, переносимой в единицу времени через единицу поверхности материала

при падении температуры на один градус на единицу длины.
Опытным путем установлено, что коэффициент теплопроводности зависит от свойств вещества (его плотности, структуры, влажности и т.п.) и параметров состояния (давления, температуры). Значения  для различных веществ и условий условий сводятся в таблицы (табл. 3.1). В ответственных случаях для специфических условий их определяют непосредственно в лаборатории. Зависимость  от температуры для большинства материалов имеет линейный характер.

где 0 — значение  при 0 °С; b — постоянная, зависящая от свойств материала.
Однако в технических расчетах значения  принимаются обычно постоянными, равными среднеарифметическим в данных пределах изменения температуры.

теплопроводностью, было найдено дифференциальное уравнение теплопроводности при следующих допущениях:

тело однородно, изотропно, физические параметры его постоянны.
Общее дифференциальное уравнение теплопроводности в декартовой системе координат:


где dt/d — скорость изменения температуры; α=/c – коэффициент температуропроводности, величина которого пропорциональна скорости прогрева (или остывания), м2/с; qv — удельная объемная теплопроизводительность внутренних источников, Вт/м3; 2t — дифференциальный оператор Лапласа.
Наиболее простые соотношения получаются при условии стационарного (установившегося) режима, в которых температура тела не зависит от времени, т.е. dt/d = 0, следовательно,


При отсутствии внутренних источников тепла для одномерной задачи получим

плоской стенки, или иначе для неограниченной пластины, условие установившегося

режима выражается уравнением


Решив это уравнение, получим dt/dx = с1, и, следовательно,

где c1 и с2 - постоянные интегрирования.
Отсюда вытекает, что в плоской стенке без внутренних источников теплоты температура распределяется по закону прямой линии (рис. 3.2, а).

0, а другой раз х = ) и подставив

их в уравнение (3.6), найдем значение температуры в любой точке:


Тепловой поток, проходящий через 1 м2 стенки, можно выразить следующим образом:


Закон Фурье можно записать в форме, аналогичной закону Ома в электротехнике, введя понятие о тепловом (термическом) сопротивлении:


где — тепловое (термическое) сопротивление стенки, м2К/Вт.

тепловое сопротивление будет равно сумме сопротивлений отдельных слоев:


В этом

случае удельный тепловой поток может быть определен по формуле



Распределение температур внутри многослойной стенки изображается ломаной линией (рис. 3.2, в).








Теплопроводность цилиндрической стенки трубы
Цилиндрические стенки встречаются очень часто в различных трубопроводах, в поверхностях нагрева всевозможных теплообменных аппаратов, котельных агрегатах и т.д. Требуется рассчитать тепловой поток, передаваемый через цилиндрическую стенку трубы. Задача о распространении теплоты в цилиндрической стенке при известных и постоянных температурах на внутренней и наружной поверхностях также одномерная, если ее рассматривать в цилиндрических координатах.

а по длине трубы и по ее периметру остается

неизменной (рис. 3.2, б). В этом случае grad t = dt/dr и закон Фурье будет иметь вид

или

Интегрирование уравнения (3.9) в определенных пределах (по t от tc1 до tc2 и по r от r1 до r2) дает зависимость для расчета теплового потока Q (Вт) через цилиндрическую стенку:




где l и d – соответственно длина и диаметр трубы, м.
Количество теплоты, отнесенное к 1 м длины трубы, определяется по формуле

на рис.










Для многослойной цилиндрической трубы, покрытой п слоями

тепловой изоляции, количество теплоты, отнесенное к 1 м длины трубы, определяется по формуле

или охлаждаются при соприкосновении с поверхностью твердых тел. Например,

дымовые газы в печах отдают свое тепло нагреваемым заготовкам, а в паровых котлах – трубам, внутри которых греется или кипит вода; воздух в комнате греется от горячих приборов отопления и т.д. Процесс теплообмена между поверхностью твердого тела и жидкостью называется теплоотдачей, а поверхность тела, через которую переносится теплота, — поверхностью теплообмена, или теплоотдающей поверхностью.
Согласно закону Ньютона—Рихмана тепловой поток в процессе теплоотдачи пропорционален площади поверхности теплообмена F u разности температур поверхности tc и жидкости tж:

В процессе теплоотдачи, независимо от направления теплового потока Q (от стенки к жидкости или наоборот), значение его принято считать положительным, поэтому разность |tc–tж| берут по абсолютной величине, т.е. просто из большего значения вычитают меньшее.
Коэффициент пропорциональности α [Вт/(м2К)], называемый коэффициентом теплоотдачи, характеризует интенсивность процесса теплоотдачи.

(3.2):


где t = tc – tж – температурный напор

теплоотдачи.
При использовании формул (3.2) и (3.13) основные трудности состоят в определении коэффициента теплоотдачи α, являющегося функцией многих переменных, взаимные связи которых определяются системой сложных и труднорешаемых дифференциальных уравнений.
Ранее было установлено, что α зависит от коэффициента теплопроводности  и скорости потока w, коэффициента кинематической вязкости , теплоемкости с, температур жидкости tж и стенки tc и других факторов (форм поверхности Ф, размеров поверхности l1, l2, ...). Таким образом,

Для изучения процессов теплообмена и упрощения задачи получения надежных данных по величине коэффициентов теплообмена большое значение имеет теория подобия физических процессов и теория теплового моделирования.
В теории физического подобия рассматриваются условия подобия физических явлений. Для установления подобия и моделирования таких явлений отдельные физические размерные величины объединяют в безразмерные комплексы, так называемые критерии подобия, рассматривая которые как новые переменные можно получить опытные зависимости, оказывающиеся действительными и за пределами проведенного эксперимента.

структуре критериев подобия они имеют свойство сохранять одно и

то же значение для данной группы подобных явлений. Иначе говоря, если физические процессы подобны друг другу, то одноименные критерии подобия этих процессов имеют одинаковую величину. Наиболее часто в уравнениях конвективного теплообмена используются критерии подобия, указанные в табл. 3.2.

смысл

теплопередачи и гидродинамики. Поэтому α определяют с помощью экспериментов

на моделях и, используя теорию подобия, переносят полученные результаты на полномерные объекты. Для этого на основе опытов составляются критериальные уравнения (α входит в Nu = α l/):

При вынужденном движении жидкости влияние свободной конвекции незначительно и критерий Грасгофа (Gr) можно не учитывать:

Если жидкость движется свободно, то исключается критерий Рейнольдса (Re):

Многолетние эксперименты в области конвективного теплообмена позволили накопить большое количество опытных данных по определению α для различной совокупности влияющих на него факторов и часто встречающихся компоновок теплообменных аппаратов. Ориентировочные значения α приведены в табл. 3.3.
Увеличение α при переходе от газов к жидкости свидетельствует о том, что при выборе теплоносителя при прочих приемлемых условиях следует отдавать предпочтение последним.

для определения α можно пользоваться критериальным уравнением М. А.

Михеева и табл. 3.4:
Таблица 3.4. Значения констант С и m уравнении (3.16) в зависимости от Gr Рг

омывании их любыми капельными жидкостями и газами при Рr

 0,7; за определяющую температуру принимают среднюю температуру пограничного слоя tm =0,5(tж+tст), за определяющий геометрический размер: для труб и шаров — их диаметр, а для плоских стенок — их высоту.















Рис. 3.3. Характер движения жидкости при естественной конвекции
в неограниченном пространстве:
а -— нагрев вертикальной стенки; б — нагрев горизонтальной стенки сверху; в — нагрев горизонтальной стенки снизу; г — нагрев горизонтальной трубы изнутри; 1, 2, 3 — соответственно ламинарный, локонообразный, турбулентный участки движения

теплообменных устройствах, поскольку широкие возможности изменения скорости потока в

них позволяют легко изменять интенсивность теплоотдачи.
Вынужденное движение рабочего тела, осуществляемое с помощью нагнетателей: насосов, вентиляторов, компрессоров, – является самым распространенным в технике.
Движение может быть ламинарным (вязкостным) или, чаще всего, турбулентным. Характер движения определяется значением критерия Рейнольдса Re = wd/v. Ламинарный режим наблюдается при Re < 2300. Турбулентное движение может быть при Re > 3000, но стабильный турбулентный режим наблюдается в обычных условиях при Re > 1104. Между значениями Re от 2300 до 10000 движение может носить неустойчивый характер (переходной режим).
При ламинарном режиме (рис. 3.4,а) жидкость движется несмешивающимися геометрически подобными струями, а при турбулентном режиме (рис.3.4,б) поток пронизывается хаотически движущимися вихрями и жидкость перемешивается. Чем больше турбулентность, тем интенсивнее перемешивается жидкость, однако температура теплоносителя по сечению практически постоянна и поэтому роль свободной конвекции, зависящей от разности температур, заметного влияния на теплоотдачу не оказывает.

слой), в котором жидкость движется крайне медленно и как

бы прилипает к поверхности. Теплота через этот тонкий слой распространяется только за счет теплопроводности, и в нем наблюдается очень резкое падение температуры – от температуры жидкости до температуры стенки. Пограничный слой ограничивает теплоотдачу от жидкости к стенке.









Рис. 3.4. Распределение скоростей по сечению трубы при ламинарном (а) и турбулентном (б) режимах

в радиальном направлении осуществляется за счет теплопроводности и теплоотдачи

от жидкости к стенке (или наоборот) и протекает медленно вследствие малой теплопроводности жидкости.
Для расчета теплоотдачи при вынужденном движении жидкости внутри или снаружи круглой трубы применяются критериальные уравнения типа

где С, т и п определяются по опытным данным в зависимости от условий эксперимента.
При ламинарном движении любой жидкости рекомендуется следующее критериальное уравнение М. А. Михеева:


Определяющая температура – температура жидкости, определяющий размер — эквивалентный диаметр dэкв = 4F/ П (где F — площадь сечения канала, П - периметр сечения). Критерий Ргст выбирается по средней температуре стенки.
Параметр (Рrж/Рrст) учитывает влияние направления теплового потока и температурного напора. Это уравнение применимо в широком диапазоне значений Рг и Gr.

жидкости по сечению ядра практически одинакова, поэтому критериальное уравнение

для этого случая имеет вид

Определяющие параметры те же, что и в предыдущем уравнении. Эта формула применима для всех капельных и газообразных жидкостей (Рrж = 0,7...2500) при Re > 104.
Теплоотдача при кипении жидкости
Фазовые превращения вещества – кипение, испарение, конденсация, сублимация – сопровождаются существенным изменением условий теплообмена около поверхности. Переход теплоносителя из одного агрегатного состояния в другое влияет на механизм и интенсивность теплообмена.
Теплообмен при кипении воды является важнейшим процессом, протекающим в парогенераторах (котлах), различных испарителях и атомных реакторах, и по своей физической сущности отличается большой сложностью.
Процесс парообразования – кипение – характеризуется образованием новых свободных поверхностей раздела жидкой и паровой фаз внутри жидкости, нагретой выше температуры насыщения.
Возникновение процесса кипения возможно только при наличии в жидкости центров парообразования, которыми являются взвешенные частички и неровности, микротрещины поверхности нагрева, а также адсорбированные на поверхности нагрева газы.

увеличивается и пузыри, достигнув определенного размера, отрываются от стенки.

Размер пузыря при обрыве определяется условиями механического равновесия между подъемной силой, стремящейся оторвать пузырек от поверхности и силой поверхностного натяжения, удерживающего его на поверхности.
После зарождения паровые пузыри быстро растут, отрываются от поверхности и всплывают, но небольшие части их остаются на поверхности и служат зародышами следующих пузырей (рис. 3.5, а).







Рис. 3.5. Схема зарождения паровых пузырей в микротрещине обогреваемой поверхности (а) и распределение температуры по высоте сосуда с кипящей водой (б)

Число центров парообразования на греющей поверхности увеличивается по мере роста плотности теплового потока q, поскольку при этом увеличивается перегрев жидкости у стенки.

стенки и жидкости t = tc – tж (температурным

напором). На рис. 3.6 изображена типичная зависимость тепловой нагрузки q (плотности теплового потока) и коэффициента теплоотдачи α от температурного напора.
При значениях t < 5 °С количество отделяющихся от поверхности нагрева пузырьков невелико, и пузырьки не способны еще вызвать существенного перемешивания жидкости. В этих условиях интенсивность теплообмена определяется свободным движением жидкости, и коэффициент теплоотдачи слабо увеличивается с ростом t. Такой режим кипения называется конвективным (зона естественной конвекции на рис. 3.6).







Рис. 3.6. Зависимость плотности теплового потока q и коэффициента теплоотдачи а от температурного напора t = tc – tж (в логарифмических координатах)

пузырьков пара, и их движение после отрыва вызывает интенсивное

перемешивание жидкости. Наступает режим развитого пузырькового кипения, при котором коэффициент теплоотдачи и тепловая нагрузка резко возрастают (см. зону пузырькового кипения на рис. 3.6).
При некоторой величине t отдельные пузырьки пара начинают соединяться и образуют паровую пленку, которая покрывает сначала отдельные участки поверхности нагрева, а затем отделяет полностью жидкость от поверхности нагрева. Пленка периодически разрушается и уходит от поверхности в виде больших пузырей. Вместо разрушившейся пленки возникает новая. Такой режим кипения называется пленочным.
В этих условиях теплота передается от поверхности нагрева к жидкости путем теплопроводности, конвективного теплообмена и излучения, а испарение происходит с поверхности пленки. Так как теплопроводность пара значительно меньше теплопроводности жидкости, то появление паровой пленки приводит к резкому уменьшению коэффициента теплоотдачи (см. зону пленочного кипения на рис. 3.6).
Когда пленка устойчиво покроет всю поверхность нагрева, условия теплообмена стабилизируются и при дальнейшем росте t коэффициент теплоотдачи остается практически неизменным, а тепловая нагрузка увеличивается пропорционально t.
В области перехода пузырькового кипения в пленочное зависимость q = f(t) имеет максимум. Величины t, q, соответствующие моменту перехода пузырькового режима кипения в пленочное, называются критическими.

для воды равны: tкр = 25 °С; αкр =

46500 Вт/(м2К); qкр1 = 1,16106  Вт/м2.
В технике стараются не приближаться к критической тепловой нагрузке qкр1, соответствующей переходу к пленочному режиму кипения. Дело в том, что в аппаратах, в которых тепловой поток задается независимо от интенсивности теплоотдачи (например, в электронагревателях), случайное, даже непродолжительное по времени, превышение тепловой нагрузки над qкрl приведет к переходу в пленочный режим кипения и температура нагревателя резко возрастет – почти на 1000 °С (см. рис. 3.6). Даже легированные стали не выдерживают столь высоких температур. Обратный переход к пузырьковому кипению происходит только при достаточно сильном снижении тепловой нагрузки до qкр2.
Для расчета αкр для воды при пузырьковом режиме кипения при р=1...200 бар можно использовать формулу

где q – тепловая нагрузка, Вт/м2; ps – давление насыщенных паров воды; t – температурный напор.

жидкое называют конденсацией. Различают конденсацию в объеме пара или

парогазовой смеси и конденсацию на поверхности твердого тела или жидкости, с которыми пар находится в контакте. Чаще на практике встречается поверхностная конденсация (конденсаторы турбин, теплообменные аппараты и др.).
Конденсат выпадает на поверхность твердого тела в виде сплошной пленки или в виде отдельных капель жидкости, т. е. конденсация может иметь пленочный или капельный характер. Возможна и смешанная конденсация, при которой на различных участках поверхности наблюдаются как пленочная, так и капельная конденсация.
Освобождающаяся при конденсации теплота передается холодной поверхности. При пленочной конденсации пар отделен от стенки тонким слоем конденсата, который создает значительное термическое сопротивление тепловому потоку. При капельной конденсации возможен непосредственный контакт пара со стенкой, поэтому теплообмен протекает в 5... 10 раз интенсивнее, чем при пленочной конденсации.
На рис. 3.7,а представлен процесс пленочной конденсации на вертикальной поверхности. По мере отекания конденсата по поверхности высотой h количество конденсата увеличивается, соответственно возрастают толщина пленки  и средняя по толщине скорость течения конденсата. При значениях числа Рейнольдса Re = w/v, превышающих Reкр = 400, ламинарное течение переходит в турбулентное.

Движение пара вдоль вертикальной стенки вниз увеличивает скорость течения

пленки, уменьшает ее толщину и увеличивает коэффициент теплоотдачи. При противоположном движении пара и пленки наблюдается обратный эффект.
В многорядных пучках труб конденсат стекает с верхних рядов на нижние и пленка становится все толще, а α — все меньше (рис. 3.7,б). Для борьбы с этим явлением разработаны наивыгоднейшие комбинации расположения труб в пучке (например, в конденсаторах паротурбинных установок). Наибольшее значение α имеет при ромбическом расположении труб под углом 60° в пучке, повернутым на угол . Такая схема носит название схемы Жинаба (рис. 3.7, г).







Рис. 3.7. Изменение коэффициента теплоотдачи по высоте пластины при пленочной конденсации пара (а) и схемы расположения труб (1…5) в конденсаторах: коридорная (б), ромбическая (в), ромбическая с утонченной пленкой (г)

содержание в паре газов. Скапливаясь у теплоотдающих или тепловоспринимающих

поверхностей, газы резко уменьшают коэффициент теплоотдачи (за счет малого значения их теплопроводности). Так, например, наличие в паре 2% воздуха уменьшает α примерно в три раза. Поэтому в теплообменниках с двухфазной средой предусматривают отсос газов и продувку застойных зон.

Лучистый теплообмен
 
Основные определения
Тепловое излучение есть результат превращения внутренней энергии тел в энергию электромагнитных колебаний. При попадании тепловых лучей (волн) на другое тело их энергия частично поглощается им, снова превращаясь во внутреннюю. Так осуществляется лучистый теплообмен между телами.
Из курса физики известно, что все тела при температурах, отличных от абсолютного нуля, излучают и поглощают кванты электромагнитного поля – фотоны, распространяющиеся со скоростью света (с = 3108 м/с).
При температурах, с какими обычно имеют дело в технике, основное количество энергии излучается при длине волны  от 0,8 до 400 мкм. Эти лучи принято называть тепловыми (инфракрасными). Излучение состоит из видимого (светового) спектра (от 0,4 до 0,8 мкм) и из инфракрасного спектра (от 0,8 до 400 мкм).

единицы поверхности тела по всем направлениям, называется поверхностной плотностью

потока интегрального излучения Е (Вт/м2).
Излучательная способность определяется природой данного тела и его температурой. Это — собственное излучение тела.








Рис. 3.8. Распределение энергии излучения, падающей на тело (а) и графическое соотношение величин Епад, EA, ER и Еэф (б)

Поскольку свет и тепловое излучение имеют одинаковую природу, между ними много общего. Часть энергии излучения Епад, падающей на тело (рис. 3.8,а) поглощается (ЕА), часть отражается (ER) и часть проникает сквозь него (ED).

безразмерной форме

А + R + D = 1.
Величина А=ЕА/Епад

называется коэффициентом поглощения, R=ER/Епад — коэффициентом отражения, D = ED/ Епад — коэффициентом пропускания.
Тело, поглощающее все падающее на него излучение, называется абсолютно черным. Для этого тела А = 1. Тела, для которых коэффициент 0 < А < 1 и не зависит от длины волны падающего излучения, называются серыми. Для абсолютно белого тела R = 1, для абсолютно прозрачного D = 1.
Если поверхность поглощает тепловые лучи, но не поглощает световые, она не кажется черной. Более того, наше зрение может воспринимать такую поверхность как белую, например снег, для которого А = 0,98. Стекло, прозрачное в видимой части спектра, почти не прозрачно для тепловых лучей (А = 0,94).
Твердые и жидкие тела в большинстве излучают энергию всех длин волн в интервале от 0 до ∞, т.е. имеют сплошной спектр излучения (хотя наибольшее количество энергии испускается в пределах длин волн от 0,8 до 80 мкм). Чистые (неокисленные) металлы и газы характеризуются выборочным — селективным излучением, т. е. излучают энергию только определенных длин волн.

лучей завершается в тонком поверхностном слое, т.е. не зависит

от толщины тела. Для этих тел тепловое излучение обычно рассматривается как поверхностное явление. В газе, в силу значительно меньшей концентрации молекул, процесс лучистого теплообмена носит объемный характер. Коэффициент поглощения газа зависит от размеров («толщины») газового объема и давления газа, т. е. концентрации поглощающих молекул.
Сумма потоков собственного и .отраженного, телом излучения называется эффективным излучением (рис. 3.8,б):

Суммарный процесс взаимного испускания, поглощения, отражения и. пропускания энергии изучения в системах тел называется лучистым теплообменом.

Основные законы лучистого теплообмена

Закон Планка
Этот закон устанавливает распределение интенсивности излучения по различным участкам спектра длин волн . Выделим участок d в окрестности точки i спектра (рис. 3.9). В этом интервале длин волн излучается энергия dE. Величина I0 = dE/d характеризует интенсивность излучения на данной дайне волны i и называется спектральной плотностью потока излучения.

I0. (в дальнейшем все характеристики абсолютно черного тела будем

записывать с. индексом 0) с длиной волны излучения  и абсолютной температурой тела была установлена в 1900 г. М.Планком:

где с1 = 3,7410-16 Вт/м2 и с2 = 1,4410-2 мК – постоянные излучения; е – основание натуральных логарифмов.










Рис. 3.9. Спектральная плотность потока излучения по закону Планка

излучения I0. возрастает от нуля при  = 0

до максимума при определенной длине волны м и снова стремится к нулю при  Y .
В. Вин в 1893 г. установил, что произведение ТМ есть величина постоянная, мК:

Из этого выражения следует, что с ростом температуры максимум излучения смещается в сторону коротких волн. Так, в излучении с поверхности Солнца (T  5500 К) максимум приходится на видимую часть спектра (м  0,5 мкм), а в излучении электронагревателя (T  1100 К) м  3 мкм. Энергия видимого (светового) изучения ничтожна в сравнении с энергией теплового (инфракрасного) излучения.

Закон Стефана–Больцмана
На рис. 3.9 площадь заштрихованного прямоугольника, равная произведению I0d, определяет поверхностную плотность потока излучения абсолютно черного тела dE0 = Iod в диапазоне длин волн от i до i+ d.
Поверхностная плотность потока интегрального излучения абсолютно черного тела Е0 определяется суммированием dE по всем длинам волн, т.е. площадью под кривой для данной температуры тела:

= 5,6710-8 Вт/(мК4) — постоянная Больцмана.
Формула (3.18) была получена

опытным путем в 1879 г. И. Стефаном и теоретически обоснована в 1881 г. Л. Больцманом.
Для технических расчетов закон Стефана—Больцмана обычно записывают в виде


где с0 = 5,67 Вт/(м2К4) — излучательная способность абсолютно черного тела.
Тела, с которыми мы имеем дело на практике, излучают меньше тепловой энергии, чем абсолютно черное тело при той же температуре. Если они излучают при этом во всем диапазоне спектра длин волн, они называются серыми. Отношение поверхностной плотности потока собственного интегрального излучения is данного тела к поверхностной плотности потока интегрального излучения Е0 абсолютно черного тела при той же температуре называется коэффициентом теплового излучения (или степенью черноты) :

Используя понятие коэффициента теплового излучения, можно записать закон Стефана—Больцмана для реального тела:

тела, Вт/(м2К4).
Коэффициенты теплового излучения (степень черноты)  для различных

тел в зависимости от материала, состояния поверхности, температуры указаны в табл. 3.5.

Закон Кирхгофа
Этот закон устанавливает количественную связь между энергиями излучения и поглощения для серых и абсолютно черного тел. Он указывает, что отношение излучательной способности тела к его поглощательной способности одинаково для всех тел и зависит только от температуры, т. е. для всех тел при данной температуре

Выше указывалось, что степень черноты серого тела = Е/Е0. Следуя закону Кирхгофа, можно записать

Поскольку А0 = 1, то

В соответствии с законом Кирхгофа отношение энергии излучения к коэффициенту поглощения не зависит от природы тела и равно энергии излучения абсолютно черного тела при той же температуре.

тела и энергия излучения. Если тело мало излучает, то

оно мало и поглощает.
Закон Кирхгофа справедлив не только для всего спектра в целом, но и для излучения определенной длины волны (монохроматического излучения).

Таблица 3.5. Степень черноты различных материалов

количество энергии, излучаемой телом по всем направлениям. Однако интенсивность

зависит от его направления, определяемого углом , который оно образует с нормалью к поверхности (рис. 3.10). И. Ламбертом было установлено, что максимальное излучение Ем имеет место в направлении нормали к поверхности. Количество энергии Е, излучаемой под углом  к нормали, пропорционально косинусу угла :

Отсюда видно, что интенсивность излучения вдоль поверхности (при  = 90°) равна нулю.







Рис. 3.10. К пояснению закона Ламберта

двумя единичными (по 1м2) поверхностями, обращенными друг к другу

с небольшим зазором, причем Т1> Т2. В этой системе Е1 — энергия собственного излучения первого тела на второе, Е2 — второго на первое.
Используем понятие эффективного излучения тела, которое равно сумме собственного и отраженного излучений тела (см. рис. 3.8,б). В результате получим, что плотность результирующего теплового потока от первого тела на второе имеет вид

Опуская подстановки и замены соответствующих величин, считая, что коэффициенты теплового излучения обеих поверхностей заметно не меняются в диапазоне температур от Т1 до Т2, получим


Величину


называют приведенным коэффициентом теплового излучения системы тел (приведенной степенью черноты системы двух тел).

записывается в виде


где F —площадь теплообменной поверхности, одинаковая в

нашем случае для обоих тел.
Из анализа выражения для пр следует, что этот приведенный коэффициент меняется от нуля до единицы, оставаясь всегда меньше и 1 и 2.
В соответствии с формулой (3.19) полный поток теплоты, передаваемой излучением от горячего тела более холодному, пропорционален поверхности тела, приведенному коэффициенту теплового излучения системы и разности четвертых степеней абсолютных температур тел.
На практике часто имеет место случай, когда одна теплообменная поверхность находится внутри другой с большим зазором. В отличие от теплообмена между близко расположенными поверхностями одинаковой величины здесь лишь часть излучения поверхности F2 попадает на F1. Остальная энергия воспринимается самой же поверхностью F2. Количество излученной внутреннем телом внешнему телу теплоты можно также определить по формуле (3.19), если вместо F подставить поверхность меньшего тела F1, а приведенный коэффициент теплового излучения системы определить по формуле

в сторону другого лишь часть своей энергии излучения, остальная

часть рассеивается в пространстве или попадает на другие тела. Поэтому в расчетную формулу (3.19) вводится поправочный коэффициент, называемый коэффициентом облученности тела 12, учитывающий долю излучения первого тела, которая воспринимается вторым телом.
Таким образом, теплообмен между двумя произвольно расположенными телами может быть рассчитан по формуле


Коэффициент облученности называют также угловым коэффициентом излучения. Это чисто геометрический фактор, зависящий только от формы, размеров тел и их взаимного расположения. Различают коэффициент облученности первым телом второго ф1?2 и коэффициент облученности вторым телом первого 21. При этом 12F1 = 21F2. Коэффициент облученности определяется аналитически или экспериментально. Для большинства частных случаев, имеющих место в технике, значения коэффициентов облученности или соответствующие формулы для их расчета приводятся в справочниках. Если все излучение одного тела попадает на другое, то 12 = 1.
В приближенных расчетах лучистого теплообмена между двумя произвольно расположенными телами величину пр допустимо рассчитывать по формуле пр = 1 2.
При 1  0,8 и 1  0,8 ошибка таких расчетов меняется от 0 до 20 % при изменении отношения F1/F2 от 1 до 0.

элементов теплотехнического оборудования требуется уменьшить лучистый теплообмен. В этом

случае между излучателем и обогреваемым элементом ставят перегородки, называемые экранами.
На рис. 3.11 представлен пример лучистого теплообмена между двумя поверхностями через экран. Если исключить из рассмотрения конвекцию и теплопроводность и принять, что 1 = 2 = э =  и Т1 > Т2 можно получить qэ12 / ql2 = 0,5, т.е. установка одного экрана уменьшает поток излучения вдвое.






Рис. 3.11. Схема лучистого теплообмена между двумя поверхностями через экран
Можно показать, что при установке п экранов с э   ( = 1 = 2)

э = 0,1 (полированная металлическая поверхность), то при наличии

одного экрана qэ12 / ql2 = 0,073, т. е. лучистый тепловой поток уменьшается более чем в 13 раз. При наличии трех таких экранов лучистый теплообмен снижается в 39 раз! На этом основано конструирование специальной изоляции, состоящей из множества полированных металлических пластин или фольги с зазорами, широко применяемой в последнее время. Для исключения конвекции и теплопроводности из зазоров часто откачивается воздух. Такая изоляция называется вакуумно-многослойной.

Излучение и поглощение в газах
Ранее было показано, что излучение твердых тел распределено хотя и неравномерно, но по всем длинам волн, т.е. имеет сплошной спектр. В отличие от этого газы излучают и поглощают лучи только в определенных для каждого газа интервалах длин волн, т. е. они обладают избирательной (селективной) излучательно-поглощательной способностью и имеют спектр в виде полос (рис. 3.12). Это объясняется тем, что газы излучают и поглощают свободными молекулами, а твердые тела — огромным числом связанных молекул.

— абсолютно черное тело; 2 — серое тело; 3

— газ

Одноатомные и двухатомные газы почти полностью пропускают тепловое излучение, являются диатермичными, поэтому поглощение в них обычно не учитывают. Трехатомные и многоатомные газы обладают излучательно-поглощательной способностью в определенном диапазоне длин волн. Так, например, основные продукты сгорания органического топлива С02 и Н20 имеют в своем спектре три полосы в диапазоне волн  = 2,0...30,0 мкм (табл. 3.6).
Другой особенностью теплообмена излучением в газах является взаимное излучение и поглощение молекул всей массы газа, а не какой-то определенной поверхности, как это свойственно твердым телам. Эта особенность серьезно затрудняет расчет теплообмена излучением и делает его весьма приближенным.

можно использовать уравнение Стефана—Больцмана:


где r — коэффициент черноты (А

r =  r), который для газов зависит от температуры Тr, парциального давления данного газа в смеси pir и пути пробега излучения Iп (путь Iп п часто бывает равен толщине слоя газа r),


Эта функция для различных газов имеет различный вид, но в любом случае, если ее ввести в Еr, окажется, что Еr будет пропорциональна уже не T4, а Тn, где п < 4; например, для СO2 п = 3,5, а .для Н20 п = 3.

Таблица 3.6. Основные полосы поглощения углекислого газа (СO2) и водяного пара (Н2O)






Из табл. 3.6 видно, что в световой части спектра С02 и пары Н20 не излучают и не поглощают. В коротковолновой части спектра газы поглощают и излучают хуже, чем в длинноволновой.

практически прозрачной, в то время как длинноволновое тепловое излучение

Земли в большей степени улавливается ею. Этим обусловлен парниковый эффект влияния атмосферы на возможное потепление климата при увеличении содержания в ней СO2 вследствие производственной деятельности человека.
С ростом температуры, когда максимум излучения смещается в область коротких волн, коэффициент теплового излучения газа уменьшается.
Выше отмечалось, что излучение газов носит объемный характер. Способность газа излучать энергию изменяется в зависимости от плотности и толщины газового слоя. Чем выше плотность излучающего компонента газовой смеси, определяемая парциальным давлением рi и чем больше толщина слоя l, тем больше молекул принимает участие в излучении и тем выше его излучательная способность и коэффициент поглощения.
Возможное присутствие в газе золы и сажи существенно увеличивает коэффициент излучения объема и должно учитываться отдельно.

встречаются редко. Как правило, теплообмен протекает одновременно посредством двух,

а чаще трех видов теплообмена. Такой теплообмен называется сложным.
Часто приходится рассчитывать стационарный процесс переноса теплоты от одного теплоносителя к другому через разделяющую их стенку (рис. 3.13). Такой процесс называется теплопередачей.










Рис. 3.13. Теплопередача через однослойную (а), многослойную (б) и цилиндрическую (в) стенки

t1 к нагреваемой с температурой t2 в этом случае

складывается из следующих процессов:
теплообмена между греющей жидкостью и стенкой;
передачи теплоты через стенку за счет теплопроводности;
теплообмена между стенкой и нагреваемой жидкостью.
При установившемся тепловом состоянии тепловые потоки: от греющей жидкости к стенке, поток, прошедший через стенку, и, наконец, поток от стенки к нагреваемой жидкости — одинаковы.
 Поэтому для плотности теплового потока можно записать:


откуда получим



где К — коэффициент теплопередачи, Вт/(м2К); t — температурный напор,

теплоносителя к другому через разделяющую их плоскую стенку.
Величина, обратная

коэффициенту теплопередачи, называется общим термическим сопротивлением теплопередачи:


Из этого уравнения следует, что общее термическое сопротивление складывается из частных термических сопротивлений. К ним относятся: 1/α1 и 1/α2 – внешние термические сопротивления теплоотдачи соответственно от горячей жидкости к стенке и от поверхности стенки к холодной жидкости; / – внутреннее термическое сопротивление теплопроводности стенки.
В случае многослойной плоской стенки (см. рис. 3.13,б) формула (3.21) имеет вид



или

или многослойную плоскую стенку поверхностью F, м2:


Коэффициенты теплоотдачи α1

и α2 входят в состав коэффициента теплопередачи, следует четко видеть разницу между этими понятиями.
Формулы (3.22) и (3.23) широко применяют на практике, ими пользуются при расчете теплообменных аппаратов.
При теплопередаче через тонкие металлические стенки величина / принимается равной нулю, тогда формула (3.21) приобретает вид



В случае цилиндрической стенки (см. рис, 3.13,в) уравнение теплового потока, отнесенного к 1 м длины трубы, имеет вид



где Kl — линейный (т. е. отнесенный к 1 м длины трубы) коэффициент теплопередачи, Вт/(мК),

сопротивлением. В случае многослойной стенки расчетная формула для Rl,

(мК)/Вт, имеет вид


Если передача теплоты от жидкости (газа) к стенке осуществляется как за счет теплоотдачи конвекцией, так и излучением (топки котлов, камеры сгорания двигателей и пр.), то суммарная плотность теплового потока от жидкости к стенке имеет вид


где qк, qл — конвективная и лучистая составляющие плотности теплового потока; α*1=α1+ αи.
Условный коэффициент теплоотдачи αи, Вт/(м2К), характеризующий передачу теплоты от жидкости к стенке излучением, определяется по формуле

теплообмена. С помощью ребер увеличивается поверхность нагрева (рис. 3.14).
Ребристые

поверхности широко применяют в теплообменных аппаратах для интенсификации теплопередачи, где коэффициент теплоотдачи мал; с помощью ребер увеличивается поверхность нагрева.








Рис. 3.14. Схема теплопередачи через ребристую стенку
В связи с тем, что поверхность теплообмена с обеих сторон рассматриваемой стенки неодинакова, расчет величин K и q можно выполнять для единицы гладкой или сребренной поверхности.
Отношение площади оребрения к площади гладкой стенки называется коэффициентом оребрения т = F2/F1.