Барилович В.А. Основы термогазодинамики двухфазных потоков и их численное решение

100

каналов. Считается, что скачок конденсации расположен в цилиндрической

части, в котором происходит конденсация основной массы пара.

Ниже приводятся дифференциальные уравнения, на основе которых

выполнялся расчет диффузора с заданными геометрическими размерами.

д

D

dz

dF

p

dz

dI

w

πτ

−=

,

()()

(

)

wDrTTTTс

dz

dD

ssp п

2

пкжжжжж

п

8

ρχρλ

−−= ,

или, если стоять на позициях Герца-Кнудсена,

w

j

dz

dD

п

жпп

2

ρ

−

Δ

−= , где

(

)

zfF

=

д

;

д

pFwGI +=

&

- полный импульс потока;

w

τ

- касательное напряжение на стенке

канала ;

χ

К

- коэффициент, учитывающий реальность процесса конденсации.

Определив величину полного импульса на координате z, находим текущее

значение статического давления

(

)

дсм

/ FwGIp

&

−=

.

На рис.7.1 показано изменение основных физических величин вдоль

продольной оси инжектора, полученных в результате численного решения

систем уравнений. Из рисунка видно, что давление горячей воды на

выходе из инжектора в пять раза превышает давление сухого

насыщенного пара на входе в сопло. Наши опыты показали (см. рис.7.2),

что максимальное превышение давления

около 3,6. Такое расхождение

можно объяснить упрощенной моделью процесса, в которой не

учитывались мощность трения, дробление и коагуляция капель, поли-

дисперсность капельного потока, наличие жидкой пленки и срывные

явления. Однако расчеты, выполненные на основе предложенных систем

уравнения с учетом уравнений сохранения в интегральной форме,

позволяют определить геометрию и размеры проточной части

инжектора с

удовлетворительной

точностью. При создании

инжекторов с большой

производительностью

(

п

G

&

≥ 1 кг/с) расчет камеры

смешения следует

выполнять на основе

двумерных моделей.

Расчет смесительного

устройства, состоящего из

сопла Лаваля и камеры

смешения, реализуется в

программе Accel_1 (см.

приложение №6).

Рис. 7.2

101

7.2 Кризис течения в спутных и двухфазных потоках

Сечение канала, где скорость газового потока достигает местной

термодинамической скорости звука, называется критическим. В критическом

сечении имеют место и критические параметры. Получим эти параметры.

Из первого закона термодинамики для потока

dHGgLdIdQd

&

&&

&

++=

∗

тех

получим уравнение энергии для адиабатического канала

0=

∗

Id

&

.

Считая процесс изоэнтропийным, а истечение идеального газа происходит из

бесконечно большого объема, то из

diwdw

−

=

,

где

dTcdi

p

=

, с учетом constpv

k

= определим скорость потока

1

12

1

00

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

=

−

∗∗

k

vkp

w

k

β

, (7.2.1)

где

∗

=

0

p

β

. Из

2

w

ii +=

∗

найдем

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

+=

∗ 2

0

2

1

1 M

k

TT

.Так как при кризисе течения

1===

kRT

w

a

w

M , то

∗

+

=

0

1

2

T

к

T

кр

. Используя связь между параметрами

k

кркр

p

T

1

00

−

∗∗

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

,определим

1

0

кр

1

2

−

∗

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

==

k

p

β

. Подставляя

кр

β

в (1), получим

выражение критической скорости потока

1

2

1

2

000

кр

+

=

+

=

∗∗∗

k

kRT

k

vkp

w

. (7.2.2)

Так как

1

0

кр

0

кр

−

∗∗

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

k

T

ρ

, то

1

0кр

1

2

−

∗

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

=

k

ρρ

. Максимальную плотность тока найдем

из формулы

()

1

00

кр

1

2

−

+

∗∗

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

=

k

vpw

ρ

. (7.2.3)

Можно также показать, что ‘запирание’ потока происходит в том сечении

канала, где выполняется условие

0=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

s

p

f

. Подставляя в уравнение

сплошности

ρ

w

G

f

&

=

,

∗

=

0

1

v

k

β

ρ

и w из (1), получим

( )

∗

+

∗

−

=

0

12

0

)1(

2

vk

kp

G

f

k

ββ

&

. (7.2.4)

Производная от (7.2.4) по

β

имеет вид:

102

2

3

12

0

12

)1(

2

)1(2

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+−

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

+

∗

−

k

kk

k

s

vk

kp

k

kG

f

ββ

β

&

. (7.2.5)

Приравнивая

0=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

s

p

f

получим

1

кр

1

2

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

=

k

β

, что и требовалось доказать.

Рассмотрим два спутных потока, движущихся в адиабатном канале. Будем

считать, что один поток сжимаемый, а другой нет. В любом поперечном

сечении потока выполняется условие рpp

=

гж

. Тогда условие кризиса

запишется в виде

ssss

p

f

p

f

p

f

p

f

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

гжгж

или0

. (7.2.6)

Из

тр

dl

dp

wdw +−=

ρ

для несжимаемого изоэнтропийного потока после

интегрирования получим

ж

0

ж

0

ж

)1(2)(2

ρ

β

ρ

−

=

−

=

∗∗

ppp

w

. Далее можно

написать

ж

0

ж

жж

ж

)1(2

ρ

β

ρ

⋅

−

==

∗

p

G

w

G

f

&&

,

откуда

()

2

3

2

1

ж

0

жж

1

2

β

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

∗

v

p

G

p

f

s

&

. (7.2.7)

Подставляя (7.2.7) и (7.2.5) в (7.2.6), определим соотношение между расходами

при критическом режиме истечения в зависимости от

кр

β

()

2

1

3

кр

12

ж

3

0

кр

12

2

3

кр

12

2

1

0

г

0

2

3

кр

2

1

ж

0

кр

12

кр

г

ж

1

)1(

)1(2

)1(

2

1

2

)1(2

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+−

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

∗

−

+

∗

−

k

г

kk

k

kk

k

vk

k

vk

kp

k

v

p

k

G

ββ

β

ββ

βββ

&

(7.2.8)

На рис. 7.3 показан ход кривых

()

ОТ

кр

г

ж

кр

Gf

G

f =

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

&

β

для случаев, когда

сжимаемые потоки имеют показатель изоэнтропы

4,1

=

k (воздух) и 135,1

=

k

(сухой насыщенный водяной пар).

103

Рис. 7.3

Из рисунка видим, что с ростом относительного расхода жидкости в потоке

кр

β

падает, при этом минимальное сечение струи газа, где

1

г

=M , смещается

относительно “горла“ вверх по потоку. При

0

ОТ

→G

1

кр

1

2

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

→

k

β

; если

∞→

ОТ

G , то →

кр

β

0. В минимальном сечении сопла Лаваля, когда 0

ОТ

>G , число

Маха

г

M

также больше единицы и определяется из выражения

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

−

1

2

1

2

г

2

г

k

ka

w

M

β

, где

ρ

kp

a

=

2

г

.

Уравнение (7.2.8) реализовано в программе “Beta” (см. приложение№5).

Условию (7.2.8) отвечает равенство нулю главного определителя системы

уравнений, описывающих движение двух спутных потоков (см., например,

выражение (4.20)):

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

− 1

2

ж

г

3

ж

г

ж

2

г

ρ

w

G

M

&

= 0 . (7.2.9)

Условие (7.29) справедливо и для случая двухфазного паро-капельного или

газо-капельного потока (см., например, параграф 4.2, ф-ла (4.40)).

Для двух спутных сжимаемых потоков будем иметь:

()() () ()

.01111

2

3

2

1

2

1

3

1

2

1

2

1

11

22

=−+−=−+−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

M

w

G

M

w

G

MM

f

wG

ρρ

&&

&

(7.2.10)

Изменение статического давления вдоль канала можно найти из уравнения

()

2

1

2

1

c

ê

w1

2

f1M1M

f

w

u

dx

dF

wρ

w

Dπ

τDπτ

w

1

wρ

w

dx

dp

1

2

22

2

21

2

1

22

2

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−+−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

−+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

=

−

, (7.2.11)

104

где

−=

−21

1

2

;

τ

G

u

&

касательное напряжение на границе раздела потоков (здесь

поток с индексом 1 и диаметром

1

D - центральный); −

w

τ

касательное

напряжение на стенке;

c

F - площадь поперечного сечения канала;

−f

площадь

поперечного сечения i-го потока;

−

к

D диаметр канала.

Выражение (10) получено для двух спутных потоков. Для n потоков будем

иметь

()

01

2

1

23

=−

∑

=

i

n

i

ii

i

M

w

G

ρ

&

, (7.2.12)

то есть запирание потока с разными физическими свойствами по поперечному

сечению канала при уменьшении противодавления будет происходить

постепенно, что подтверждается и нашими опытными данными (см. раздел IV).

При движении, например, в камере смешения двухфазного потока,

содержащего пар, горячие и холодные капли, условие кризиса будет иметь вид:

()

01

2

"

3

2

"

3

"

2

=−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

ΧΚ

Π

ΧΚ

Π

ΧΚ

ΓΚ

Π

ΓΚ

Π

ΓΚ

Π

ρ

w

G

w

G

ddp

w

&

. (7.2.13)

Рассмотрим гомогенный парожидкостной поток. Так как кризис течения

характеризуется независимостью плотности тока от давления, то можно

написать

(

)

0=

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

s

p

w

∂

ρ∂

. (7.2.14)

Раскрывая (7.2.14) с учетом уравнения Бернулли

p

dp

wdw −=

при 0=ds , получим

(

)

0

1

2

=

−

=

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

w

M

p

w

s

∂

ρ∂

. (7.2.15)

Таким образом, в гомогенном изоэнтропийном потоке, как и в потоке

идеального газа, кризис течения имеет место при M=1. Здесь также для

получения сверхзвуковых потоков необходимо применять каналы, имеющие

суживающуюся и расширяющуюся части

(

)

F

dF

w

dw

M =−1

2

. (7.2.16)

Кризис течения имеет место в наименьшем сечении канала, то есть при dF=0, в

этом сечении поток имеет наибольшую плотность тока

()

max

ww

ρ

=

(см.

программы ROCM и ROCSP, приложение 5). В реальном потоке действие сил

трения смещает критическое сечение в расширяющуюся часть сопла Лаваля.

7.3. Парогенерирующие каналы

Во многих энергетических системах в качестве рабочего тела

используются газы или пары. Так, в цикле Ренкина турбина работает, как

правило, на перегретом водяном паре, который производится из воды

в

105

парогенераторе. Превращение воды в пар сопровождается сложнейшими

физическими процессами. При движении воды в обогреваемом канале она

вначале нагревается до температуры насыщения, затем появляются паровые

пузырьки, которые растут и лопаются, образуя капельно-паровую структуру с

текущей пленкой по стенке трубы (дисперсно-кольцевое течение). На

определенном расстоянии пленка испаряется и реализуется дисперсный

режим

течения и, наконец, испаряются и капли, а поток становится однофазным. В

начале образования дисперсно-кольцевого режима на поверхности пленки

имеются волны, имеет место срыв капель с поверхности гребней и выпадение

капель из ядра потока. Поэтому существующие теоретические модели процесса

удовлетворительно отражают реальные явления лишь при определенных

режимных параметрах. В нашем

случае мы рассмотрим возможные модели

процессов, решая уравнения численным методом. Сделано предположение, что

при значительных температурных напорах между греющим и нагреваемым

потоками реализуется гомогенное, а при малых - расслоенное течение, что

может иметь место в криогенных теплообменных аппаратах.

Гомогенная модель

.

Для гомогенной модели уравнения движения и энергии записываются в

виде:

).,(где,

,

*

pvfiDdxqdiG

DdxFdpdwG

w

==

−−=

π

πτ

&

После преобразования этих уравнений будем иметь:

D

wc

dx

dp

w

v

dx

dw

f

2

−−=

,

wD

vq

dx

dw

w

dx

dp

v

p

i

dx

dv

p

v

i

w

4

=+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

.

Запись уравнения энергии в таком виде позволяет рассматривать

двухкомпонентные потоки, когда

(

)

vpfi ,

=

.

Теперь вместе с уравнениями сплошности и Клапейрона-Клаузиуса

система уравнений примет вид:

D

wc

dx

dp

w

v

dx

dw

f

2

−−=

,

wD

vq

dx

dw

w

dx

dp

v

p

i

dx

dv

p

v

i

w

4

=+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

,

dx

dF

F

v

dx

dw

w

v

dx

dv

−=

,

()

dx

dp

r

T

vv

dx

dT

′

−

′′

=

.

Разрешая систему относительно dp/dx, получим

106

()

⎪

⎩

⎪

⎨

⎧

′

−

′′

=

+=

−−=

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

,

2

4

2

1

dx

dp

r

T

vv

dx

dT

dx

dF

F

v

dx

dw

w

v

dx

dv

D

w

f

c

dx

dp

w

v

dx

dw

dx

dF

p

v

i

F

v

w

p

v

i

v

D

f

c

wD

v

w

q

v

p

v

i

w

v

p

i

dx

dp

∂

где

(Re)fc

f

=

;

μ

ρ

wD=Re

;

μμ

μ

′′

−+

′

=

)1(

vv

xx

;

v

1

=

ρ

; vxvxv

vv

′′

+

′

−= )1(

; - удельный объем влажного пара; x

v

– степень сухости

пара.

Выразим частные производные

V

p

i

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

и

P

v

i

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

через термодинамические

параметры. Запишем объединенный закон термодинамики для обратимого

процесса в виде Tds=di-vdp и возьмем частную производную по удельному

объему при р=const:

PP

v

i

v

s

T

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

. Используя уравнения Максвелла

P

S

s

v

p

T

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

,

v

S

p

s

T

v

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

найдем, что

vv

r

dT

dp

T

p

T

v

i

Sp

′

−

′′

==

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

.

Дифференцируя уравнение Tds=di-vdp по давлению при v=const,

получим

v

p

i

p

s

T

vv

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

, но

S

v

T

v

p

s

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

, откуда

v

T

v

T

p

i

S

v

+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

. Из уравнения

dv

T

p

TdTcTds

v

V

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+=

∂

при s=const, будем иметь

v

V

S

p

T

c

T

v

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

, с учетом чего

можно написать

()

vvv

r

Tc

v

dp

dT

cv

p

T

c

p

i

v

+

′

−

′′

=+=+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

.

Подставляя в dp/dx выражения частных производных

p

v

i

p

i

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

∂

,

для

однокомпонентного двухфазного потока получим:

()

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

−

′

−

′′

′

−

′′

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

′

−

′′

+

′

−

′′

+

=

1

2

4

2

vr

vvTc

wvv

rv

dx

dF

F

vv

vr

w

D

c

vv

rv

wD

vq

dx

dp

v

f

w

.

107

Используя формулу для термодинамической скорости звука

2

)(

1

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

′

−

′′

=

vv

rv

Tc

a

v

S

,

где

vvvvv

cxcxc

′

+

′

−= )1( - удельная изохорная теплоемкость влажного пара;

c

v

'

и c

v

"

-удельные теплоемкости насыщенной жидкости и сухого насыщенного

пара со стороны двухфазной области [5], перепишем уравнение для

dx

dp

в виде

()

1

2

4

2

−

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

−

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

++

=

M

w

Tcva

dx

dF

F

Tca

w

D

c

Tca

wD

vq

dx

dp

VS

f

VS

w

,

где

s

a

w

M =

1

.

Рассматривая задачу при граничных условиях третьего рода, будем

считать, что со стороны греющего пара канал имеет систему ребер (см. рис.7.4).

рис.7.4

Для одиночного ребра длиной b с изолированным торцом тепловой поток

запишется в виде

()

22p2p

2

w

TTbElQ −=

α

&

, где

λ

δα

δ

λ

δα

δ

2

th

p

l

E

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

- коэффициент эффективности ребра.

Для элемента оребренной поверхности можно написать

(

)

[

]

(

)

dxTTndEnlQd

wppc 2222

2 −−+=

αδπ

&

,

где п – число ребер.

Приравнивая тепловые потоки:

(

)

[

]

(

)

dxTTndEnlQd

wpcp 2222..

2 −−+=

αδπ

&

,

()

dxTTdQddxd

d

TT

d

Qd

wрс

ww

рс 11111

1

2

12

1

и

ln

2

−=

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

=

παπ

λ

&&

,

проходящие через канал в радиальном направлении, получим

d

1

d

2

d

3

δ

l

p

dx

G

2

,T

2

G

1

,T

1

α

2

α

1

T

w1

T

w2

b

108

(

)

dx

R

TT

Qd

tl

рс

12

−

=

&

,

где

()

[]

111

2

22

1

ln

2

1

2

1

dd

d

ndEnl

R

p

tl

παλπαδπ

+

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

−+

=

- суммарное линейное

термическое сопротивление.

Плотность теплового потока на единицу поверхности выразим из уравнения

dxdqQd

wрс 1

π

=

&

:

(

)

tl

w

Rd

TT

q

1

12

π

−

= .

Система уравнений для греющего потока имеет вид:

()

22

122

ptl

cRG

TT

dx

dT

&

−

−=

,

()

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

−−+

+

−

=

dx

dF

F

Mk

dd

c

M

pkM

dx

dp

f

2

32

2

22

1

11

1

,

()

32

22

2

22

2

1

dd

wc

dx

dp

wdx

dw

f

+

−−=

ρ

,

где

()

nlddF

p

δ

π

2

4

2

32

−−=

. Если в формулах число ребер положить равным нулю,

то получим элементарный теплообменник типа "труба в трубе".

При решении задачи физические свойства потоков определялись как

функции от температуры и давления, а

f

c и α – в зависимости от числа Re из

критериальных уравнений:

Re/64=

ξ

,

33,032,.0

PrRe15,0Nu =

при

2300Re ≤

и

2,0

Re/184.0=

ξ

,

43,08,0

PrRe023,0Nu =

, при

2300Re >

;

4/

ξ

=

f

c

,

λλ

λ

′′

−+

′

′′′

=

)1(

1

vv

xx

.

Двухслойная модель.

Рассматривается испарение потока жидкости в горизонтальном

обогреваемом канале с продольными ребрами на стороне греющего

теплоносителя. Считалось, что в канал входит жидкость, недогретая до

температуры насыщения. На некотором расстоянии от входа она становится

насыщенной, а с появлением паровой фазы

возникает расслоенное в поле силы тяжести

двухфазное течение. После испарения

жидкости сухой

насыщенный пар

перегревается до заданной температуры.

Остановимся на рассмотрении двухфазного

расслоенного потока, так как запись

уравнений сохранения для однофазных

состояний вещества не представляет

трудностей. Элементарный тепловой поток

T

w1

T

w2

s

ж

s

п

b

1

α

п

α

ж

T

wж

T

wп

пар

жидкость

Рис.7.5

h

1

109

от греющего агента можно представить в виде суммы потоков, получаемых

жидкостью и паром:

пжpc

QdQdQd

&&&

+=

,

где

(

)

[

]

(

)

dxTTnsEnlQd

wp 222жжжж

2 −−+=

αδ

&

,

()

[

]

()

dxTTnsEnlQd

wp 222пппп

2 −−+=

αδ

&

. Здесь

1

ж

d

ns

n

π

=

,

1

п

d

ns

n

π

=

- число

ребер, участвующих в передаче теплового потока к жидкости и пару, смысл

s

ж

и

s

п

понятен из рисунка, остальные обозначения – такие, как на рис.7.4.

Приравнивая тепловые потоки, проходящие через канал в радиальном

направлении, после ряда преобразований получим:

()

[]

+

⎪

⎩

⎪

⎨

⎧

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

++

−+

=

жж1

2

ж

2

2жжж

рс

1

ln

22

1

sd

d

s

d

nsEnl

Qd

p

αλαδ

&

()

[]

()()

dxptt

sd

d

s

d

nsEnl

s

p

−

⎪

⎭

⎪

⎬

⎫

⎥

⎦

⎤

⎢

⎣

⎡

++

−+

+

2

пп1

2

п

2

2ппп

1

ln

22

1

αλαδ

.

Изменение температуры греющего потока вдоль продольной координаты

определяется уравнением

dx

Qd

Gc

dx

dT

p

рс

22

2

1

&

=

.

Уменьшение высоты жидкости можно определить, полагая, что

подводимая к двухфазному потоку теплота расходуется на испарение

жидкости:

dx

Qd

bcrdx

dh

pc

&

1жж

1

ρ

=

,

где

r – удельная теплота парообразования.

Зная текущую высоту уровня жидкости

h

1

,

можно определить величину хорды

и дуги по формулам:

5,02

11

)(2 hhdb −=

, где если h

1

>d

1

/2, то h=d

1

– h

1

, при h

1

< d

1

/ 2 h=h

1

;

)360/1(

1ж

β

π

−= ds

, где

π

β

2/360

R

=

;

)/sin(2

11

dbarc

R

=

β

, при h

1

< d

1

/ 2

360/

1ж

β

π

ds =

;

2/))2/(2/)((

111ж1п

hdbdsdf

−

−=

π

,

п

2

1ж

4/ fdf −=

π

.

Считая поток безинерционным и механически равновесным (скольжение

между фазами отсутствует), градиент статического давления найдем из

уравнения

Барилович В.А. Основы термогазодинамики двухфазных потоков и их численное решение

Подождите немного. Документ загружается.