Автор: Пиралишвили Ш.А. Поляев В.М. Сергеев М.Н.
Теги: математика естественные науки санитарная техника санитарно-технические сооружения водоснабжение канализация освещение физика механика теплофизика насосы
ISBN: 5-8022-0006-5
Год: 2000
Текст
Федеральная целевая программа
«Государственная поддержка интеграции высшего образования
и фундаментальной науки на 1997—2000 годы»
Ш.А. Пиралишвили, В.М. Поляев, М.Н. Сергеев
ВИХРЕВОЙ ЭФФЕКТ.
ЭКСПЕРИМЕНТ, ТЕОРИЯ,
ТЕХНИЧЕСКИЕ РЕШЕНИЯ
Под редакцией академика РАН А.И. Леонтьева
Москва
УНПЦ «Энергомаш»
2000
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие........................................................3
Глава 1. Условия формирования и технические приложения ограниченных
закрученных течений ...............................................7
1.1. Оценочные параметры закрученных потоков.......................7
1.2. Способы и устройства формирования закрученных потоков .......11
1.3. Характерные особенности течения потока газа (жидкости) в каналах
и сопутствующие эффекты...........................................20
1.4. Использование закрутки потока при создании технических устройств .28
Глава 2. Физические основы вихревого эффекта и его экспериментальные
исследования ........................................................38
2.1. Устройство вихревой трубы и принцип ее действия ...............38
2.2. Экспериментальные исследования характеристик вихревых труб.....49
2.3. Влияние конструкции трубы и геометрии основных элементов на ее
характеристики .....................................................67
2.4. Вихревая труба с дополнительным потоком........................81
2.5. Реверсивные режимы работы вихревых труб........................89
2.6. Влияние масштаба вихревых труб на эффекты энергоразделения.....93
2.7. Вихревые трубы при высокой температуре на входе (Г,* > 1000 К).94
Глава 3. Макро- и микроструктура потоков в камере энергоразделения
вихревых труб ......................................................98
3.1. Распределение термогазодинамических параметров по объему камеры
энергоразделения вихревых труб......................................99
3.2. Микроструктура потока.........................................115
3.3. Акустические характеристики звукового поля вихревых труб......117
3.4 Связь микроструктуры потока с энергоразделением ...............121
3.5. Качественный анализ и предварительные оценки возможности
энергоразделения вследствие взаимодействия когерентных вихревых
структур...........................................................129
3.6. Взаимосвязь акустических и термодинамических характеристик работы
вихревой трубы ......................................... 140
3.7. Неустойчивость закрученных потоков ...........................144
Глава 4. Теоретические основы вихревого эффекта....................149
4.1. Анализ физико-математических моделий, объясняющих эффект
энергетического разделения в вихревых трубах........................149
4.2. Взаимосвязь турбулентности потока в вихревых трубах с ее геометрией и
термодинамическими характеристиками.................................170
4.3. Усовершенствованная физико-математическая модель эффекта Ранка . .191
Глава 5. Технические приложения аппаратов с интенсивно закрученными
потоками............................................................217
5.1. Методики расчета вихревых труб................................220
5.2. Вихревые охладители, кондиционеры и термостаты ...............230
5.3. Вихревые холодильно-нагревательные аппараты в системах осушки
сжатого воздуха и газов.........................................253
5.4. Вихревые трубы в системах кондиционирования и термостатирования . .263
Глава 6. Неадиабатные вихревые трубы ...............................281
6.1. Вихревые трубы с подогревом камеры энергоразделения............281
6.2. Охлаждаемые вихревые трубы ....................................288
6.3. Вихревые трубы с внутренним оребрением камеры энергоразделения . .292
6.4. Вихревые трубы с щелевыми диффузорами (самовакуумирующиеся)....295
6.5. Вакуумная охлаждающая ловушка .................................304
Глава 7. Вихревые горелочные устройства.............................307
7.1. Рабочий процесс и характеристики вихревых горелок..............307
7.2. Самовоспламенение в вихревых горелках..........................323
7.3. Методика расчета вихревых горелок и воспламенителей ...........333
7.4. Алгоритмы и примеры расчетов по ним вихревых воспламенителей . . . .343
7.5. Вихревые горелки технологического назначения...................350
7.6. Вихревые плазмотроны...........................................353
7.7. Возможность стабилизации фронта пламени на радиально вдуваемых
интенсивно закрученных стержневых струях ...........................359
Глава 8. Вихревые трубы в энергетике и других отраслях..............366
8.1. Охлаждаемые лопатки турбины ГТД со встроенными в перо
малоразмерными вихревыми энергоразделителями ........................366
8.2. О возможности применения вихревых труб, встроенных в конструкции
вращающихся деталей................................................ 379
8.3. Вихревой пробоотборник — датчик качества распыла жидкого
горючего и степени его испаренности ................................383
8.4. Другие примеры возможного использования вихревых труб в
промышленности и энергетике ........................................393
Список литературы...................................................400
УДК 5:628; 536.46; 502
Издание осуществлено при финансовой поддержке
Федеральной целевой программы «Государственная поддержка
интеграции высшего образования и фундаментальной науки
на 1997-2000 годы».
Ш.А. Пиралишвили, В.М. Поляев, М.Н.Сергеев. Вихре-
вой эффект. Эксперимент, теория, технические решения/
Под ред. А.И. Леонтьева. — М.: УНПЦ «Энергомаш»,
2000. - 412 с. ISBN 5-8022-0006-5
Рассмотрено исследование процесса энергоразделения в интенсивно
закрученных потоках при их протекании по осесимметричным каналам
вихревых труб. Проанализированы существующие модели эффекта Ранка
и дана усовершенствованная методика расчета характеристик вихревых
труб. Приведены методики расчета и конструирования вихревых
устройств. Описаны основанные на однорасходной вихревой трубе вих-
ревые горелки, воспламенители, плазматроны, их конструкции и мето-
дики расчета.
Для научных работников, аспирантов, инженеров, занимающихся
теплофизическими проблемами создания и эксплуатации систем
кондиционирования и тер.мостатироваиия, холодильио-иагревательных
установок, эффективных горелочных устройств.
Табл.6. Ил. 169. Библ.: 270 назв.
ISBN 5-8022-0006-5
© Центр «Интеграция», 2000
ПРЕДИСЛОВИЕ
Многочисленные и достаточно разнообразные практические
приложения закрученных потоков, сложность их аналитического
описания объясняют интерес к ним широкого круга исследова-
телей. Этот интерес вызван еще и тем, что закрутку потока
вследствие комплекса свойств используют для интенсификации
различных, в том числе тепло- и массообменных процессов.
Наиболее полно эти свойства проявляются в устройствах, реали-
зующих эффект энергетического разделения, известный как эф-
фект Ранка, или вихревой эффект.
Открытый Ранком в 1931 г. эффект состоит в том, что при по-
даче сжатого газа внутрь специальным образом сконструирован-
ной трубы в виде интенсивно закрученного потока он разделяет-
ся на две результирующих, которые отличаются друг от друга и
от исходного по величине полной энтальпии. Несмотря на изу-
чение вихревого эффекта в течение почти семидесяти лет, мно-
гое остается неясным и до сих пор не создана адекватная обще-
признанная физико-математическая модель. Прямое решение
уравнений Навье—Стокса для столь сложного трехмерного ин-
тенсивно закрученного потока вряд ли целесообразно (если даже
удастся решить все неимоверные трудности постановочного ха-
рактера). Это оправдывает попытки разработки модели, описы-
вающей явление, поиск лучшей из которых продолжается и в на-
стоящее время.
Как показывают экспериментальные исследования, интенсив-
ная закрутка потока существенным образом сказывается на хара-
ктеристиках поля течения: перераспределении полной энталь-
пии, эжекционных свойствах струй, улучшении смесеподготовки
3
в результате интенсификации массообменных потоков, повыше-
нии интенсивности горения в реагирующих потоках, способ-
ности струи к организации аэродинамической стабилизации. И
это далеко не полный перечень характерных особенностей, обу-
словленных закруткой потока и зависящих от ее степени.
Естественно, что постановка целенаправленных опытов явля-
ется основным методом изучения таких течений, довольно ус-
пешно помогающим конструкторам и исследователям в приклад-
ных задачах использования закрутки потока, однако, поиски но-
вых областей приложения и возрастающая стоимость опытов
требуют разумного сочетания опытных и аналитических методик,
что на данном этапе стимулирует работы в области совершенст-
вования физико-математических моделей, описывающих про-
цесс. Тем более, что в настоящее время разработана целая гамма
вихревых горелочных устройств на базе вихревого энергоразде-
лителя, совершенствование которых возможно лишь при разум-
ном сочетании опытных и теоретических данных в закрученных
потоках в совокупности с постановкой численных математичес-
ких экспериментов и развитием программ их реализации. Важ-
ность рассматриваемых проблем, большой накопленный объем
информации и оригинальных разработок побудили авторов к
опубликованию настоящей книги.
В гл. 1 рассмотрены характерные особенности течения в кана-
лах с закруткой, способы и применяемые устройства закрутки во
взаимосвязи с тем влиянием, которое они оказывают на характе-
ристики потока и его структуру. Изложены принятые при иссле-
дованиях оценочные параметры. Анализируются области возмо-
жного использования в технических приложениях характерных
особенностей таких течений.
В гл. 2 описаны физические основы вихревого эффекта и экс-
периментальное исследование характеристик рабочего процесса
в вихревых энергоразделителях. Проанализировано и объяснено
влияние на эффект основных конструкционных элементов трубы
и геометрии камеры энергетического разделения. Описаны ре-
зультаты опытных данных по зависимости вихревого эффекта от
параметров сжатого газа на входе и режима работы, определяе-
мого соотношением расходов охлажденных и подогретых масс
газа, истекающих из вихревой трубы.
В гл. 3 дан обзор экспериментальных работ по исследованию
4
макро- и микроструктуры потоков в вихревых трубах. Описаны
опыты по изучению распределения термогазодинамических па-
раметров по объему камеры энергоразделения. Обсуждаются аку-
стические характеристики звукового поля вихревых труб и ана-
лизируется взаимосвязь акустики и микроструктуры потока с эф-
фективностью процесса энергоразделения. Даны качественный
анализ и предварительная оценка возможности энергоразделения
вследствие взаимодействия когерентных вихревых структур, рас-
смотрен современный уровень работ по изучению устойчивости
закрученных ограниченных течений.
Глава 4 посвящена анализу физико-математического описания
течений с закруткой. При этом акцент сделан на моделях, объя-
сняющих эффект Ранка. Рассмотрена взаимосвязь между турбу-
лентными характеристиками течения и процессом энергоразде-
ления. Дано физическое объяснение влияния масштабного фак-
тора на процесс. Приведены алгоритм расчёта и результаты чис-
ленного эксперимента.
В гл. 5 описаны технические приложения вихревых аппаратов
и устройств. Даны методы расчета вихревых труб и приведены
конкретные примеры их реализации. Рассмотрены наиболее ти-
пичные конструкции вихревых охладителей, термостатов и кон-
диционеров с вихревой трубой, осуществляющих процесс термо-
трансформации. Приведены примеры схемного решения процес-
са очистки и осушки сжатых газов с использованием вихревых
труб. Рассмотрены примеры технической реализации в различ-
ных отраслях систем термостатирования и кондиционирования.
В гл. 6 рассмотрена категория неадиабатных (охлаждаемых или
нагреваемых) вихревых энергоразделителей. Рассмотрены вихре-
вые трубы с внутренним оребрением камеры энергоразделения и
рециркуляцией горячего потока, вихревые трубы с щелевым
диффузором (самовакуумирующиеся вихревые трубы) и приведе-
ны примеры их технического применения: вихревые гигрометры,
вихревые карбюраторы, вакуумная ловушка и т.п.
В гл. 7 описаны оригинальные конструкции вихревых горело-
чных устройств. Обоснованы условия расчета и проектирования
эффективных вихревых горелок. Показаны особенности органи-
зации рабочего процесса. Приведены примеры практического
использования вихревых горелок. Рассмотрены вопросы органи-
зации самовоспламенения в камере энергоразделения вихревых
5
горелок. Даны методика и алгоритм расчета и примеры их про-
граммной реализации.
В гл. 8 рассмотрены примеры использования вихревых труб в
энергетике и других отраслях. Подробно обсуждается возмож-
ность охлаждения и обогрева различных элементов конструкции
проточной части воздушно-реактивных двигателей и наземных
газотурбинных установок с вихревыми энергоразделителями ор-
ганически встроенными в конструкцию термостатируемого объ-
екта. Приведена конструкция вихревого пробоотборника-датчи-
ка качества распыла жидкого горючего и степени его испаренно-
сти. Изложены методики постановки опытов с его применением
и обработки результатов измерений. В приложении даны про-
граммы расчетов по ним.
Авторы выражают свою признательность всем тем, кто сотруд-
ничал с ними в исследованиях последних лет, а также коллегам
из научных центров страны, любезно предоставившим результа-
ты свои работы по данной тематике. Мы благодарны своим кол-
легам, в особенности Е.Г. Петерсон, за их терпение и помощь
при подготовке рукописи.
Без финансовой поддержки Федеральной целевой программы
этот труд вряд ли бы увидел свет.
Особую благодарность хотелось бы выразить научному редак-
тору академику РАН А.И. Леонтьеву за внимательное редактиро-
вание и ценные замечания, позволившие во многом улучшить
изложение материала и сделать его более доступным читателю.
6
Глава 1
Условия формирования и технические предложения
ограниченных закрученных течений
1.1. Оценочные параметры закрученных потоков
Пути совершенствования техники и технологии неразрывно
связаны с расширением научных исследований в области нетра-
диционного использования недостаточно изученных физических
явлений, эффектов. Известно, что закрутка потока очень часто
полезно влияет на процессы, наблюдающиеся при течении обы-
чных и реагирующих потоков в теплообменных аппаратах, в ви-
хревых трубах Ранка—Хилша, циклонных сепараторах, центробе-
жных форсунках, вихревых диспергаторах и т. п.
В последние годы закрутку потока стали широко использовать
для интенсификации процесса горения. При создании эффек-
тивных фронтовых устройств камер сгорания в воздушно-реак-
тивных двигателях, для стабилизации фронта пламени в различ-
ных камерах сгорания, при создании эффективных горелочных
устройств, плазмотронов с вихревой стабилизацией все большее
применение находят потоки с различной интенсивностью за-
крутки. Это обусловливает актуальность работ, направленных на
понимание и описание термогазодинамики закрученных течений
как при окислительно-восстановительных экзотермических хи-
мических реакциях, так и в их отсутствие. Необходимо воору-
жить практику методиками экономного расчета и проектирова-
ния технических устройств с закруткой потока, а сами устройст-
ва сделать более эффективными и экологически чистыми.
Экспериментальное и теоретическое изучение закрученных те-
чений показывает, что их характер и поведение существенно
зависят от интенсивности закрутки, оценка которой вызывает,
7
пожалуй самый большой спор у ученых. На ранних этапах иссле-
дования был введен самый простой и очевидный способ оценки
параметра закрутки через симплекс отношения осевой составля-
ющей скорости к окружной [1, 18, 62, 196]
*5=^7^. (1.1),
Большое распространение получила зависимость, предложен-
ная Г. Н. Абрамовичем [1, 18, 40, 53, 106, 164, 185, 196]. Она по-
зволяла в определенной степени учесть влияние геометрии со-
пла на характеристики центробежной форсунки
S=tVJrVz, (1.2)
где t — расстояние от оси до точки приложения вектора скоро-
сти, %; г — внутренний радиус канала; Иг, И — соответственно
среднее значение осевой и окружной составляющих скорости по-
тока в сечении соплового ввода. Эта зависимость уже представ-
ляет собой соотношение между окружным и осевым импульсами
потока.
В работах [15, 62, 196] и некоторых других предлагается пара-
метр закрутки следующего вида
S-Jjjj, (1.3)
где /ф — окружной поток момента импульса закрученной струи;
J — осевой поток импульса; г — характерный размер (радиус
устья сопла).
Значения /ф и /гв (1.3) находят интегрированием с исполь-
зованием эпюр осевых и тангенциальных скоростей в сечении
соплового ввода или в любом сечении, если рассматривается сво-
бодная затопленная струя
л
4 = 2лРр2ИгИф</г; (1.4)
о
я
7 =27tJr(pKz2 + P)jr, (1.5)
о
где R — радиус устья сопла; Р — статическое давление в точке,
где измеряется скорость; г — текущее значение радиуса.
В некоторых работах в качестве параметра, определяющего ин-
8
тенсивность закрутки, используется обратный (1.1) симплекс в
виде отношения максимальных значений тангенциальной и ак-
сиальной компонент скорости на выходе из сопла
S=V /И . (1.6)
Фйшх <тах
Если поток закручен как целое на выходе из сопла завихрите-
ля Vz(r) = V^= const, т. е. профиль осевой скорости считается
равномерным, а окружная составляющая возрастает от 0 на оси
до максимальной на стенке сопла, то параметр закрутки по
данным [196] имеет вид
2V IV
5 =-----Фо/-г°- ,. (1.7)
4-(И/К)
Выражение (1.7) справедливо в том случае, когда вклад давле-
ния в осевую компоненту потока количества движения сводится
к учету слагаемого И^/2, а турбулентными напряжениями прене-
брегают. Однако в реальных потоках при сравнительно высоких
значениях интенсивности закрутки 5>0,2 выражение (1.7) дает
заниженные значения параметра закрутки и лучше совпадает с
экспериментом соотношение
Автор [196] на основе математического описания гидродина-
мики закрученного потока и прямого сравнения полей осевых Vz
и вращательных Кф скоростей показал, что кинематическое подо-
бие внутренних закрученных потоков определяется двумя безраз-
мерными параметрами. Интегральный параметр Ф* характеризу-
ет отношение окружного момента импульса /ф к осевому импуль-
су Z, в произвольном сечении в масштабе линейного размера ка-
нала г,
Ф’= Ш (1-9)
где
9
= 2л Jp v^r2 dr, jz = 2л Jp V2r2dr,
о о
где r( — радиус трубы, по которой течет поток.
Второй параметр — tg <р, названный автором локальным, пред-
ставляет собой предельный тангенс угла закрутки потока и опре-
деляется как отношение поверхностных касательных напряже-
ний трения в тангенциальном и осевом направлениях
tg Фо = Т<р/Ч' О10)
Эти критерии получены на основе анализа дифференциальных
уравнений движения закрученного потока в трубе в проекциях на
оси хну в приближении пограничного слоя. Использование это-
го приближения для течений с интенсивным радиальным гради-
ентом давления требует дополнительного исследования и тща-
тельного обоснования, отсутствующего в цитируемых публика-
циях. Достаточность этих критериев для описания течения закру-
ченных потоков в теплообменных аппаратах, циклонах, горелоч-
ных устройствах с предварительной закруткой потока некоторых
классов не обеспечивается, когда речь идет об интенсивно закру-
ченных потоках, которые наблюдаются в камерах энергоразделе-
ния вихревых труб [15, 62, 196]. Это связано с неоднозначностью
обеспечения подобия режимов течения в них при равенстве при-
веденных выше критериев. Вопрос о подобии потоков в камерах
энергоразделения в вихревых трубах интересует исследователей
достаточно давно [15, 18, 29, 40, 47, 62, 70, 204]. Пытаясь объяс-
нить наблюдаемые эффекты по энергоразделению турбулентным
противоточным теплообменом, А.И. Гуляев предположил, что в
геометрически подобных вихревых трубах режимы подобны то-
гда, когда одинаковы такие критерии, как показатель изоэнтро-
пы к = Cp/Cv , число Рейнольдса Re-= K^/v, число Прандтля
Pr = v/a, число Маха М = Г,ф/а1 и безразмерный относительный
расход охлажденного потока ц = Gx/Gv Не увенчались успехом
попытки использования в качестве определяющего критерия по-
добия числа Россби Ro = /ф/Иг, широко используемого в метео-
рологии [70]. К сожалению, на данный момент времени теория
подобия вихревых энергоразделителей практически не продвину-
лась вперед. Это вероятней всего можно объяснить лишь тем фа-
10
ктом, что пока недостаточно глубоко изучена проблема взаимо-
связи турбулентных характеристик течения в вихревых трубах с
интегральными параметрами, оценивающими качество процесса
энергоразделения.
1.2. Способы и устройства формирования закрученных потоков
Закрученные течения формируют с помощью одного из трех
методов: тангенциального подвода; использования механических
закручивающих устройств (направляющих закручивающих ло-
паток, винтов, шнеков и т. п.); интенсивного вращения корпус-
ных элементов каналов (вращающихся труб).
В некоторых литературных источниках [15, 34—40, 112, 116]
сопловые устройства формирования закрученной струи называ-
ют «завихрителями». Такое название соплового ввода, формиру-
ющего закрученный поток, вносит некоторую двусмысленность,
связанную с завихренностью турбулентных течений. Изучение
закрученных течений, особенно при достаточно высоких степе-
нях закрутки, неразрывно связано с необходимостью изучения
микроструктуры течения, а следовательно, и с завихренностью.
Поэтому, когда речь идет о техническом аппарате, устройстве,
использующем закрученные потоки, более оправдано употребле-
ние терминов устройство формирования закрученной струи (за-
кручивающее устройство) или просто сопловой ввод.
Наиболее распространены три группы закручивающих уст-
ройств. К первой группе [18, 112, 116, 196] могут быть отнесены
сопловые вводы, сообщающие потоку тангенциальную компо-
ненту скорости, которая непосредственно в самом сопловом вво-
де или на выходе из него преобразуется в тангенциально-осевое
течение. Выделяют тангенциальные Т, улиточные У и тангенци-
ально-лопаточные ТЛ закручивающие устройства [18, 196]
(рис. 1.1). Самым простым и распространенным является танген-
циальный сопловой ввод с различной формой подводящего ка-
нала — прямоугольной, круглой, овальной, конической и др.
Иногда делают сопловые вводы с несколькими подводящими ка-
налами. Увеличение числа подводящих каналов способствует
уменьшению азимутальной неравномерности потока, что следует
учитывать при разработке устройств, в которых к этой характе-
ристике предъявляют жесткие требования.
11
Геометрия Т-закручивающих устройств определяется шириной
Ь и высотой а подводящего канала, диаметром d трубы, в кото-
рой формируется закрученный поток. Для циклонов характерна
длина отводящего патрубка L, которая аналогична длине камеры
энергоразделения для вихревых труб. Геометрическим пара-
метром такого закручивающего устройства по данным [18] может
служить безразмерный комплекс п*= d(d~ a)/ab (рис. 1.1,а).
Улиточный сопловой ввод более качественно готовит поток на
входе в цилиндрический отводящий патрубок или осесимметри-
чный канал — камеру энергоразделения вихревой трубы, что
обеспечивает большую начальную равномерность закрученного
потока. Его геометрическими характеристиками являются шири-
на b и высота а подводящего канала, диаметр d отводящего пат-
рубка или камеры энергоразделения для вихревых труб, длина L
патрубка или длина (. камеры энергоразделения. Кроме того, для
улиточного соплового ввода задается еще один геометрический
параметр — наименьшее расстояние между кромкой улиточного
канала и поверхностью отводящего канала или камеры энерго-
разделения. Следуя [18], обозначим его у (рис. 1.1,6). Для У-за-
кручивающего устройства геометрический безразмерный комп-
лекс, являющийся аналогом закрутки, определяется выражением
п = d(d + а + 2с)/(аЬ) [18, 196].
В тангенциально-лопаточных (ТЛ) закручивающих устройствах
газ или жидкость подаются в канал через систему тангенциальных
каналов, которые могут быть образованы как лопатками, так и ще-
лями. В ТЛ лопатки расположены параллельно оси канала. Основ-
ные геометрические параметры: угол наклона лопаток р, их длина
L, число лопаток т, расстояние между лопатками е, длина выход-
ного патрубка I или камеры энергоразделения L^. Геометрическая
характеристика ТЛ определяется выражением п*= d2 cos p/(/ne£)
[18, 196].
В модификации ТЛ закрутка осуществляется щелями, выпол-
ненными на торце полого цилиндра (рис. 1.1,в). Интенсивность
закрутки потока изменяется регулированием угла наклона пазов.
Очень часто в различных по своему предназначению техниче-
ских аппаратах пищевой, химической промышленности, а также
в тепломассообменных устройствах других отраслей потоку необ-
ходимо одновременно придать как вращательное, так и осевое
перемещения. Это может быть достигнуто использованием за-
12
в)
Рис. 1.1. Закручивающие устройства:
а — тангенциальное Т; б — улиточное У; в — тангтенииально-лопаточное ТЛ
кручивающих устройств второго типа: тгангенциально-щелевых
ТЩ, аксиально-лопаточных АЛ, аксиальнно-тангенциальных АТ,
шнековых Щ, ленточных Л [18, 196]. АЛ-ззакручивающее устрой-
ство представляет собой полый цилиндр с размещенным в при-
осевой области центральным телом. Межллу цилиндрической по-
верхностью и центральным телом размешдены лопатки, располо-
женные под определенным углом к оси кзанала. Основные геоме-
трические параметры АЛ: диаметр цилилндра d, диаметр цент-
13
рального тела d0, угол закрутки лопаток ф и их число т. При
Ф= const геометрическая характеристика АЛ [18, 196]
п = ---—^1ёФ-
Зл d [d2 - Jq j
(1-11)
Сопловой ввод с АЛ-закручивающим устройством позволяет
варьировать интенсивность закрутки в широком диапазоне, по-
этому его часто используют в устройствах, предназначенных для
экспериментального исследования закрученных потоков. Однако
существует менее простое альтернативное решение, использую-
щее два подвода в канал — осевой и тангенциальный, позволяю-
щие получить достаточно устойчивый однородный поток. Коли-
чество подаваемого газа или жидкости в осевом и тангенциаль-
ном направлениях можно регулировать и изменять независимо
друг от друга. Это позволяет варьировать закрутку от нулевой до
очень высокой, при которой формируется интенсивно закручен-
ная струя с развитой приосевой зоной обратных токов, такая же
как при использовании тангенциально-щелевого закручивающе-
го устройства (рис. 1.2,а).
АТ-закручивающее устройство (см. рис. 1.2,в) характеризуется
углами закрутки аир, диаметром втулки </0, выходным диамет-
ром d, числом лопаток т, длиной выходного патрубка I. Угол р —
угол между выходной кромкой лопатки и осью цилиндрического
канала; угол а — угол наклона лопаток к касательной, проведен-
ной к окружности, образуемой в одной из любых плоскостей се-
чения, проведенного перпендикулярно к оси цилиндрического
канала между передним и задним торцами закручивающего уст-
ройства, и проходящей через выходную кромку лопатки. Его гео-
метрический параметр определяется выражением [18, 196]
» 8 d2 -da cos a-sin р „
Зя [d2 - do) sin (а + л/m) ’
К этой же группе следует отнести шнековые и ленточные за-
кручивающие устройства [196] (см. рис. 1.2,г—<?). При ф > 45° за-
кручивающие устройства чаше всего выполняют нарезкой шнека
с прямоугольными или трапецевидными канавками, для ф < 45°
14
г)
Рис. 1.2. Закручивающие устройства:
а — тангенциально-щелевое ТШ; б — аксиально-лопаточное АЛ; в — аксиально-
тангенциальное АТ; г— шнековое Ш с прямоугольной канавкой; д— Ш с
трапециевидной канавкой; е — ленточное Л
15
их выполняют в виде скрученной ленты. Устройства характери-
зуются углом закрутки потока около поверхности канала <рн, ша-
гом S, равным осевому размеру закручивающего устройства при
его повороте на 360°, внешним диаметром закручивающего шне-
ка или скрученной ленты d, которые связаны между собой соот-
ношением tg фн = itd/S. Вопросы оптимизации таких закручива-
ющих устройств рассмотрены в работах [34, 35].
К третьей группе относятся специфические закручивающие
устройства, например, вращающиеся трубы. Однако низкие зна-
чения динамической вязкости газа существенно снижают эффе-
ктивность способа. Для повышения интенсивности закрутки по-
тока на внутренней поверхности вращающихся каналов устанав-
ливают перфорированные пластины, пучки труб или пористые
диски [196]. На выходе из таких закручивающих устройств соз-
даются профили скорости, которые соответствуют закрутке газа
как целого. В вязкой жидкости вращающиеся течения (вихри)
практически всегда содержат центральное ядро, вращающееся
как квазитвердое тело с практически постоянной по всему ядру
угловой скоростью со.
Вне ядра в периферийной зоне создаются благоприятные для
формирования свободного (потенциального) вихря условия,
подобные наблюдаемым и при образовании атмосферных закру-
ченных течений: смерчей, пылевых бурь, торнадо, циклонов и
ураганов [196].
В некоторых случаях используют локальную закрутку потока
как в периферийной, так и в центральной областях [196]. Обыч-
но ее совмещают с осевой подачей газа или жидкости в других
смежных зонах течения. Выше уже рассматривалось одно из та-
ких устройств с тангенциально-щелевым закручивающим уст-
ройством. Наиболее распространенные способы организации за-
крутки с использованием комбинации вращательного и осевого
движения, широко используемые в тепломассообменных аппара-
тах, показаны на рис. 1.3.
Для вихревых труб конструктивное исполнение закручиваю-
щего устройства, выполняющего роль соплового ввода в камеру
энергетического разделения, играет достаточно важную роль. В
результате экспериментальных исследований создано несколько
наиболее удачных с позиций термодинамической эффективности
процесса энергоразделения конструктивных вариантов сопловых
16
жжжжжжжжжж
d
s
y///////////////////z////////,
д)
е)
ZZ2222Z&
Рис. 1.3. Схемы частичной закрутки потока:
а, б — в пристеночной области канала; в — в центральной области; г — прово-
лочный завихритель; д — внутреннее оребрение; е — внутренняя спиральная на-
катка
17
Табл и ца 1.1. Варианты сопловых вводов
Тип соплового ввода Конструкция соплового ввода Сопло Автор конструкции
Спиральнвш Прямоугольное Ж. Ранк
Спиральный Круглое Р. Хильш
Спиральный — Прямоугольное А.П Меркулов
Спиральный Коническое Б. Парулейкар
Тангенциальный Круглое М.Г. Дубинский
Тангенциально- лотковый Круглое В.С. Мартыновский, В.П. Алексеев
Многосопловой тангенциальный AtL 4> 6 и более круглых сопел С.Д. Фулыон
Многосопловой тангенциальный 3 3, 4 и более прямоугольных сопел А. В. Мартынов
18
вводов (табл. 1.1) [34, 112, 116]. В основном используют три ти-
па закручивающих устройств: спиральный, тангенциальный и
тангенциально-лотковый. В первых конструкциях вихревых труб,
исследованных Ранком [85, 244], использовали спиральные со-
пла с прямоугольным сечением канала. Сочетание плоских и
сферических поверхностей существенно усложнило конструкцию
сопла и в дальнейшем оно практически не использовалось. Од-
нако спиральный ввод, обеспечивая достаточно плавный подвод
воздуха в камеру энергетического разделения вихревой трубы,
позволял по данным опытов различных авторов добиваться более
высоких результатов термодинамической эффективности про-
цесса перераспределения энергии. Наиболее удачным из спи-
ральных сопловых вводов является устройство, разработанное
А.П. Меркуловым [116], имеющее прямоугольную форму и соче-
тание ширины сопла к его высоте b: h = 2 : 1. В последние годы
в отечественных конструкциях это устройство используют доста-
точно широко, как и тангенциальный многосопловой ввод с
прямоугольной формой каналов, предложенный А.В. Мартыно-
вым. Очевидно, прямоугольный многосопловой (в различных
пределах) ввод позволяет обеспечить наиболее равномерный
подвод интенсивно закрученного потока в камеру энергоразделе-
ния. Конструкция сопловой улитки в закручивающем устройстве
А.П. Меркулова имеет профиль внутренней поверхности, макси-
мально приближенный к спирали Архимеда. При изготовлении
сопла необходимо уделять внимание острой кромке. Более под-
робно влияние геометрии соплового ввода будет рассмотрено в
гл. 2.
19
1.3. Характерные особенности течения потока газа (жидкости)
в каналах и сопутствующие эффекты
В отличие от прямоточной закрученная струя практически все-
гда трехмерна. Вектор скорости V имеет три компоненты: ради-
альную Vr, аксиальную, или осевую Vz и тангенциальную И.
Кроме того в закрученных струях всегда имеются радиальный и
осевой градиенты давления, а также достаточно сложный харак-
тер распределения полной и термодинамической температуры,
во многом определяемый конструктивными особенностями уст-
ройства, по проточной части которого движется поток. Все мно-
гообразие закрученных потоков целесообразно разбить на две
группы: свободно затопленные струи различной степени закрут-
ки; ограниченные закрученные потоки, протекающие по каналам
различной конфигурацйи.
Свободно затопленные струи с закруткой могут быть диффе-
ренцированы по степени закрутки. В соответствии с результата-
ми [18, 28, 62, 185] приведем качественную картину полей ско-
рости для различных интенсивностей закрутки потока (рис. 1.4.).
Для прямоточной затопленной струи с заданным углом раскры-
тия (см. рис. 1.4,а) характерен гауссовский профиль нормально-
го распределения аксиальной составляющей скорости в попере-
чном сечении струи.
Для слабозакрученных струй максимум аксиальной скорости
расположен, как и у прямоточной, на оси, а профиль в попере-
чном сечении потока характеризуется нормальным гауссовским
распределением. Однако центробежные массовые силы позволя-
ют обеспечить значительно большие углы раскрытия струи, чем
в прямоточном варианте истечения (см. рис. 1.4,6).
С повышением интенсивности закрутки под действием цент-
робежных сил снижается статическое давление в приосевой об-
ласти потока, которое в конечном итоге приводит к искривле-
нию нормального распределения в поперечном сечении в виде
М-образной формы (см. рис. 1.4,в).
При дальнейшем повышении закрутки потока возникающий
осевой градиент давления, направленный навстречу потоку, в
приосевой зоне становится больше аксиального импульса основ-
ного потока и формируется возвратное приосевое течение. Об-
ласть возвратного течения часто называют зоной обратных токов,
20
Рис. 1.4. Профиль скоростей свободных затопленных струй различной степени
закрутки [18]:
а — прямоточная струя; б — слабо закрученная струя; в — умеренно закрученная
струя; г — сильно закрученная сомкнутая струя; д — сильно закрученная разомк-
нутая струя (а — стенка; в — отверстие в стенке; с — границы струи; d— про-
филь скорости на различных расстояниях от стенки; е — ось струи; V — акси-
альная скорость)
или зоной рециркуляции (см. рис. 1.4,г). Однако вниз по тече-
нию вследствие естественного снижения интенсивности закрут-
ки в процессе преодоления действующих диссипативных сил
профиль потока вновь соответствует нормальному распределе-
нию. При дальнейшем повышении степени закрутки потока зо-
на обратных токов возрастает настолько, что струя вниз по тече-
нию потока не смыкается (см. рис. 1.4,д).
Предложенная выше классификация не всегда оправдывается,
так как характер течения закрученной струи вниз по потоку от
закручивающего устройства зависит от его конструктивных осо-
бенностей, которые могут привести к существенному изменению
профиля скорости в поперечном сечении (рис. 1.5).
С учетом того, что наиболее часто встречаются осесимметрич-
ные закрученные течения, анализировать их целесообразно в ци-
линдрической системе координат (г, z, <р), где г — радиальная ко-
ордината; z — осевая координата; <р — азимутальная (угловая) ко-
ордината. В большинстве течений можно допустить осевую сим-
метрию, для которой очевидно равенство д/дц> = 0. Часто ради-
альную и осевую составляющие скорости предполагают равными
нулю (Иг = V= 0), переходя таким образом к рассмотрению пло-
21
4,9; б ~ л = 2,1; в ~ п= 1,17;
22
ского кругового потока. В этом случае единственная отличная от
нуля компонента скорости является функцией радиуса И = /(г).
В соответствии с [62] введем в рассмотрение завихренность SI,
которую находят как ротор вектора скорости £1 = rot V. Для рас-
сматриваемого случая (Kr= V= 0)
£1 = rot V =
(гИ),0,0
г 8гу ’
т.е. от нуля отлична лишь одна компонента вектора завихренно-
сти £2. Для свободных (потенциальных) вращающихся потоков
И= с/г, (1.13)
являющихся по сути безвихревыми, завихренность равна нулю
(Q=0).
Течения, вращающиеся как целое, т.е. потоки, вращающиеся
как квазитвердое тело
Иф=с'г, (1.14)
принято называть вынужденными вихрями. Завихренность £1 в
них отлична от нуля, поэтому такие течения называются завих-
ренными. Для осесимметричного потока циркуляцию Г вдоль
концентрических траекторий вращательного движения находят
из выражения [62] Г = 2nrkr(f>.
Практически все рассмотренные выше закручивающие устрой-
ства создают течения с центральным квазитвердым ядром. Окру-
жная скорость И в таких потоках равна нулю на оси симметрии.
Максимум окружной скорости для полностью вынужденного ви-
хря расположен на его внешней границе, для ограниченных те-
чений практически вблизи внутренней поверхности канала. Для
свободного (потенциального) вихря он расположен на более ни-
зкой по радиусу позиции, ближе к оси, но никогда не может сов-
падать с осью, ибо в этом случае окружная скорость должна бы-
ла бы быть равной нулю. Более того, существует еще более же-
сткое термодинамическое ограничение по максимально допусти-
мой окружной скорости, которая определяется полной темпера-
турой газа на входе в закручивающее устройство Tf и показате-
лем изоэнтропы газа к
23
н,_ = л2‘г0/(‘ -о- <1,5>
Очень часто закрученные течения, особенно в каналах пред-
ставляют собой свободно-вынужденный вихрь. Граница между
ними для осесимметричных каналов представляет собой также
осесимметричную условную поверхность раздела вихрей. В зару-
бежной научно-технической литературе такой составной закру-
ченный поток принято называть вихрем Рэнкина. Разделитель-
ная граница для вихря Рэнкина определяется радиусом разделе-
ния вихрей г2. Для г2<г< Г] движение газа подчиняется закону
потенциального вихря, а для области 0 < г < г2 — закону движе-
ния вынужденного вихря. В табл. 1.2 приведены общие характе-
ристики вихрей [44].
Течение в закрученных потоках существенно необратимо, при-
чем необратимость увеличивается с ростом интенсивности за-
крутки. Часть запаса полной энтальпии, имеющейся у газа на
входе в закручивающее устройство, расходуется на преодоление
трения, другая — на генерацию турбулентных пульсаций и пере-
стройку течения в процессе продвижения по каналу и за его пре-
делами для случая свободно затопленной струи. В [62] вводится
параметр v, который предложено называть коэффициентом по-
тока кинетической энергии кольцевого закрученного потока. Та-
кие течения наиболее часто формируются во фронтовых устрой-
Таблица 1.2. Общие характеристики вихрей
Параметр Вынужденный вихрь Свободный вихрь Вынужденный вихрь (вихрь Рэнкина)
Окружная скорость Угловая скорость <0 Циркуляция Г Завихренность Q V= с'г ф с' = const 2хшг2 4х<о = const V= с/г ф ' с/г2 2пс 0 V =- ф Функ 2пс' 4лс' л2 *' 1 7 -х 1 -ехр -- г V ция радиуса 1 Г г21 1-ехр—j- 1 ri ). । f г2') 1-ехр —5- 1 л Л 2 Y у 1
24
Рис. 1.6 Коэффициент потока кинетичес-
кой энергии v в кольцевом закрученном те-
чении для вихря а = const [62]
ствах камер сгорания
ГТД, в горелочных ус-
тройствах и теплооб-
менных аппаратах не-
которых типов [62,
106]. Значение параме-
тра v зависит от внеш-
него и внутреннего
диаметра трубы и вида
генерируемого вихря.
В общем случае харак-
тер распределения ок-
ружной составляющей
скорости в поперечном
сечении может быть
описан выражением
И = сгп. Для свободно-
го вихря л = —1, для вынужденного л = 1. Значения v для разли-
чных вихрей представлены на рис. 1.6 [62].
Наибольшие потери наблюдаются для вынужденного вихря
(л = 1), в этом случае кинетическая энергия вращающегося пото-
ка минимальна. Максимальна кинетическая энергия для потен-
циального вихря (л = — 1). С ростом л возрастает часть момента
количества движения, сконцентрированного в зоне, примыкаю-
щей к внешней границе потока. Для этих режимов значения v
превышают значения при л = 1, но незначительно, как видно из
сравнения с кривой для л = 3.
Одной из достаточно важных характеристик закрученных тече-
ний являются наличие и размеры в поперечном направлении зо-
ны обратных токов — рециркуляционной зоны, которая возни-
кает в приосевой зоне для струйных течений с достаточно высо-
кой интенсивностью закрутки 5 >0,4. При этом возросший ра-
диальный градиент давления обусловливает заметный рост попе-
речных размеров струи и снижение осевой составляющей скоро-
сти по сравнению с прямоточной струей, что совместно с при-
осевым тороидальным вихревым потоком рециркуляционной зо-
ны играет достаточно важную роль при решении прикладных за-
дач в процессах горения и стабилизации пламени в камерах сго-
рания.
25
Рис. 1.7. Профиль тангенциальной составляющей
скорости в сопловом сечении [116]:
1 — теория', 2 — эксперимент
Одной из наиболее характерных особенностей течения закру-
ченного потока по осесимметричному каналу является открытый
в 1931 г. французским инженером металлургом Ж.Ж. Ранком эф-
фект, заключающийся в существенной температурной неравно-
мерности в потоке газа по сечению канала. При определенной
конструкции устройства с закрученным потоком его удается раз-
делить на два потока, различающиеся по полной энтальпии. Это
явление получило название эффекта Ранка, или эффекта энерго-
разделения [244, 247].
В вихревых трубах практически всегда формируется интенсив-
но закрученный поток, по своей микроструктуре близкий к со-
ставному вихрю Рэнкина (рис. 1.7). При этом периферийный
вихрь, как уже отмечалось, вращается по закону, близкому к за-
кону постоянства циркуляции Г = const или к зависимости (1.13)
окружной скорости по радиусу. Приосевой вихрь, вращающийся
по закону, близкому к вращению твердого тела (1.14) с постоян-
ной угловой скоростью со = const, получил название вынужден-
ного [40, 112, 115, 116, 137, 196, 204].
26
Рис. 1.8. Эпюры осевой составляющей скорости в сопловом се-
чении вихревой трубы:
а) г= г2 ; б) г< г2
Усовершенствованная и усложнившаяся экспериментальная
техника, используемая в исследованиях последних лет, позволи-
ла внести как количественные, так и некоторые качественные
поправки в картину течения в камере энергоразделения вихревых
труб.
Осевая составляющая скорости потока в сопловом сечении в
зоне, прилежащей к диафрагме, может в зависимости от режим-
ных и геометрических параметров дважды менять свое направле-
ние (рис. 1.8).
По всей длине трубы полная температура в вынужденном ви-
хре уменьшается от периферии к центру. Максимум ее совпада-
ет с радиусом разделения вихрей. Полная температура в свобод-
ном вихре (г2 < г< Г]) остается постоянной Т* = 1\*. Статическая
температура имеет максимум, область расположения которого
практически совпадает с радиусом разделения вихрей r2 [1, 3, 7,
42, 46, 47, 50, 53, 54, 56, 94].
В последнее время некоторыми учеными отмечено влияние на
процесс энергоразделения нестационарности газового потока в
вихревых трубах, сопровождающейся интенсивными акустичес-
кими эффектами [35—39, 93—98, 109, 140, 155—157, 159]. К сожа-
лению, достаточно подробных прямых экспериментов по выяс-
нению взаимосвязи возбуждаемой нестационарности с измене-
ниями микро- и макроструктуры течения и термодинамикой
27
процесса энергоразделения, как можно судить по доступной ли-
тературе, пока не проведено.
Отмеченные выше особенности достаточно характерны и
установлены большим числом авторов как на раннем этапе ис-
следования, так и в работах, опубликованных в последние годы.
1.4. Использование закрутки потока при создании
технических устройств
При разработке технических устройств конструктор стремится
оптимизировать факторы, влияющие на качество процессов, обес-
печивающих наиболее эффективное достижение поставленной
цели. Это определяет и задачи исследовательского характера, в ко-
торые должно входить теоретическое и экспериментальное изуче-
ние явлений, используемое в дальнейшем для описания или мо-
делирования рабочих процессов технических устройств на этапе
создания опытных образцов новой техники.
Вихревые термотрансформаторы Ранка, или вихревые трубы
получили, пожалуй, самое большое распространение несмотря на
достаточно низкую по сравнению с изоэнтропным детандером
термодинамическую эффективность процесса перераспределения
энергии между свободным и вынужденным вихрями. Приклад-
ные вопросы расчета, проектированйя и технического приложе-
ния вихревых холодильно-нагревательных аппаратов разработа-
ны достаточно широко, хотя и не в полном объеме. Многочис-
ленные работы, опубликованные в основном в периодических
изданиях, несколько монографий по вихревому эффекту, патент-
ная информация открывают большие возможности для совер-
шенствования традиционных и освоения новых областей приме-
нения вихревого эффекта в целом и вихревых труб в частности.
Успехи практического применения вихревого эффекта снизили
интерес исследователей к более глубокому изучению этого чрез-
вычайно сложного явления газодинамики, физическая природа
которого, а, следовательно, и исчерпывающий комплекс харак-
терных особенностей, остаются пока до конца неизученными.
Особенно мало публикаций по вихревому эффекту, связанных с
изучением микро- и макроструктуры потока с использованием
современных средств диагностики закрученных потоков. В опре-
деленной степени это объясняется не совсем правильным сло-
28
жившимся взглядом крупных научных центров на вихревой эф-
фект энергоразделения как на любопытный факт, имеющий ча-
стный характер. В то же время это объясняется еще и очень
большой сложностью получения аналитического решения задачи
течения закрученного потока вязкого сжимаемого газа в осесим-
метричном канале при наличии одного или нескольких источни-
ков, сконцентрированных на периферии в плоскости ортого-
нальной оси симметрии, и двух стоков, размещенных по оси и
разнесенных вдоль нее, которую следует отнести к одной из наи-
более трудных задач теоретической газодинамики. Средствами
классической математики получить это решение на современном
этапе развития науки пока не удалось. Особо важную роль в этом
случае приобретает разработка адекватной физической модели,
позволяющей с использованием корректных упрощающих пред-
посылок построить математическую модель, достаточно хорошо
описывающую физический процесс. При этом не следует упус-
кать из вида возможность появления новых взглядов на природу
вихревого эффекта энергоразделения, поиска нетривиальных
подходов к методике постановки экспериментов и их осмысли-
ванию с учетом взаимосвязи нестационарных моментов с термо-
динамикой процесса перераспределения энергии.
Топливосжигающие устройства с закруткой потока
Качество горелочных устройств во многом определяется про-
цессом смесеподготовки, т.е. смешением горючего и окислителя,
конечная цель которого — создание гомогенной смеси компо-
нентов топлива [34—40, 62, 63, 106, 141, 144, 245]. Для этого в ка-
мерах сгорания, горелочных устройствах широко используют
криволинейные линии тока, закрутку потока и другие способы
образования течения с интенсивной завихренностью [62, 106].
Примером может служить камера сгорания поршневого двигате-
ля со стратифицированным зарядом (рис. 1.9). Закрутка поступа-
ющего воздуха и всасывающе-выталкивающее движение смеси,
так называемое хлюпание, возникающее из-за выемки в днище
поршня, позволяют решить две проблемы: снизить эмиссию за-
грязняющих веществ и повысить КПД. Эти же моменты исполь-
зуются и для организации хорошей смесеподготовки в двигате-
лях, работающих по циклу Дизеля. Закрутку потока используют
29
1
2
Рис. 1.9. Схема двигателя со стратифицированным зарядом:
а — расположение инжектора и свечи зажигания в двигателе стратифицирован-
ного заряда; б — используемый в двигателе стратифицированного заряда пор-
шень с выемкой [62]: 1 — свеча зажигания; 2 — форсунка; 3 — горючая смесь;
4 — направление закрутки воздуха; 5 — камера сгорания
и при других способах топливовоздушной подготовки в специ-
альном устройстве — карбюраторе, получившем название вихре-
вого [40, 116]. Качество смесеподготовки определяется
однородностью концентрации топливных компонентов в объеме
струи, покидаюшей карбюратор, степенью диспергирования,
мелкостью и равномерностью капель в спектре. Присутствие
крупноразмерных капель в спектре распыленного топлива обус-
ловливает перерасход горючего и ухудшение эмиссионных хара-
ктеристик. В процессе карбюрирования желательно добиться по-
лного испарения горючего непосредственно в карбюраторе, что
позволит обеспечить равномерность подачи смеси по цилинд-
рам, исключить попадание крупноразмерных капель на стенки
цилиндров, а следовательно, исключить смывание смазки со сте-
нок цилиндра и ее разжижение, снизить содержание СО в вы-
хлопных газах.
Специфические особенности термогазодинамики течения в
вихревых трубах позволяют существенно улучшить качество про-
цесса смесеподготовки.
Достаточно эффективно закрутку потока используют и при ор-
ганизации рабочего процесса камер сгорания газотурбинных
двигателей, которые должны удовлетворять следующим требова-
зо
Рис. 1.10. Трубчатая камера сгорания газотурбинного двигателя [62]:
а — схема (/ — перфорированный выравнивающий корпус; 2— закручивающие
лопатки; 3 — жаровая труба; 4 — корпус; 5 — отверстия для подачи разбавляюще-
го воздуха; 6— кольцо уплотнителя; 7 — гофрированные соединители; 8— пла-
мявыбрасываюший патрубок; 9 — первичная зона; 10 — форсунка горелки; 11 —
входной патрубок); б — распределение потоков воздуха; в — стабилизация пла-
мени и характер течения в камере
31
НИЯМ [11, 15, 35, 40, 62, 93, 104, 106, 107, 132, 137, 141, 162, 175,
196, 207]: рысокая полнота сгорания топлива; надежный и плав-
ный запуск; широкая область устойчивого горения по коэффи-
циенту избытка воздуха; малое гидравлическое сопротивление
тракта; отсутствие неустойчивости процесса горения; равномер-
ное поле температуры; приемлемые эмиссионные характеристи-
ки; надежность, долговечность и простота конструкции.
Для авиационных двигателей следует добавить малые габарит-
ные размеры и массу. Основными типами камер сгорания являют-
ся трубчатые, кольцевые и трубчато-кольцевые. В большинстве со-
временных конструкций камер сгорания для повышения качества
организации рабочего процесса используют закрутку потока с
помощью центробежных форсунок, фронтовых устройств и воз-
душных завихрителей, устанавливаемых перед основной кольцевой
зоной горения камер сгорания с двухступенчатым сжиганием то-
плива, обеспечивающих сравнительно низкий уровень вредных
выбросов. На рис. 1.10 показан вариант конструкции современной
камеры сгорания. Разработка и доводка камер сгорания КС — тру-
доемкий процесс, пока не поддающийся достаточно надежному те-
оретическому расчетному обоснованию. Обычно в первичной зо-
не КС создается область интенсивно закрученного вихревого по-
тока, что сопровождается некоторым падением давления, но
обусловливает появление таких важных положительных моментов,
как повышение эффективности сгорания; устойчивая работа; рав-
номерное поле температуры; легкий запуск; пониженная эмиссия
загрязняющих веществ; сравнительно малая длина камеры.
Основные методы доводки — экспериментальные на полно-
размерных камерах или их отсеках. Около 18% воздуха подводит-
ся через закручивающее устройство, лопатки которого установле-
ны под углом примерно 70° относительно вектора осевой соста-
вляющей скорости основного потока. В первичной зоне под дей-
ствием центробежных сил образуется центральная тороидальная
зона обратных токов, играющая важную роль в организации про-
цесса смесеобразования и стабилизации фронта пламени.
Малотоксичная камера сгорания авиационного двигателя 1Т9Д
разработана на базе конструкции серийной камеры сгорания тур-
бореактивного двухконтурного двигателя ГГ9Д-7, имевшей неудо-
влетворительные эмиссионные характеристики. Обеспечение ка-
чества прбцесса смесеобразования в этих камерах достигается ор-
32
5
Рис. 1.11. Двухзонная камера с последовательным расположением зон горения
авиационного двигателя JT9D [106]
ганизацией двухзонной схемы сжигания топлива с предваритель-
ным смешением топлива и воздуха на входе в основную зону го-
рения и в зону малой мощности (рис. 1.11) [106]. Камера снабже-
на форсунками зоны малой мощности 1 и основной зоны 5, впры-
скивающими топливо в соответствующие каналы предварительно-
го смешения 2 и 4, отверстиями 3 подвода вторичного воздуха в зо-
ну разбавления. Горючая смесь из зоны предварительного смеше-
ния через перфорированные конические стабилизаторы пламени
6, 7 поступает в основную зону горения. Пуск камеры осуществ-
ляется пусковыми устройствами, расположенными за пористыми
вставками 8 в кольцевых стабилизаторах обеих зон.
Циклонно-вихревые устройства применяются в промышлен-
ности с конца 19 века [15, 209] для разделения сыпучих матери-
алов. Использование особенностей течения закрученного потока
в циклонных камерах относится к 20_30-м годам текущего сто-
летия. Уже в середине века появились монографии, посвящен-
ные вопросам организации рабочего процесса в циклонных топ-
ках. Сепарационная способность закрученных потоков широко
используется в системах осушки и очистки газов. Типичная схе-
ма циклонного сепаратора показана на рис. 1.12. Обеспечение
33
Возвратный поток
очищенного газа
(жидкости)
Выход очищенного газа
или жидкости
Рис. 1.12. Типичная схема циклонного сепаратора:
1— входной патрубок; 2— отводящий патрубок; 3— корпус; 4 — бункер сбора
отходов
Тангенциальный подвод
неочищенного газа
или жидкости
Периферийный вихрь
очищаемого газа
(жидкости)
надежности работы пневмоинструмента, систем пневмоавтома-
тики, робототехнических комплексов возможно лишь при осу-
ществлении очистки воздуха от влаги, масла и твердых частиц.
Задачи сепарационного характера встречаются при очистке жид-
костей в химической, пишевой промышленности. Практически
на каждом промышленном предприятии проблема ректифика-
ции СОЖ неразрывно связана с ее предварительной очисткой от
мельчайших твердых частиц — продуктов износа инструмента
или съема припуска с обрабатываемой детали.
Широкое распространение закрутка потока получила при соз-
дании топочно-сжигаюших устройств циклонного и вихревого ти-
34
35
пов [15, 62, 85,196, 208, 209]. На рис. 1.13 изображена вихревая га-
зомазутная горелка, разработанная Ленгипроинжпроектом, в ко-
торой осуществлена периферийная подача газа в закрученный по-
ток воздуха. Хорошее смешение, обеспечивающее эффективное
сжигание, достигается подачей газа через два ряда газо-выпускных
отверстий кольцевого коллектора в виде стержневых струй в закру-
ченный поток воздуха. Это приводит к тому, что длина факела у
таких горелок получается достаточно короткой. Устойчивая рабо-
та горелки обеспечивается давлением газа от 0,2 до 5,9 кПа. Поте-
ри тепла от химического недожога отсутствуют при коэффициен-
те избытка воздуха на выходе из горелки а = 1,03-Н ,05 и теплона-
пряженности топочного объема 349 кВт/м3.
Другой тип горелок с использованием особенностей закрученно-
го потока для организации и повышения эффективности рабочего
процесса сжигания топлива — горелки для вращающихся цемент-
ных обжигательных печей. К ним относится и серия горелок ГВП,
созданная ГипроНИИгазом (г. Саратов) и предназначенная для
сжигания природного газа для обжига цементного клинкера
(рис. 1.14). В направляющую трубу вставлен завихритель, имею-
щий со стороны сопла тангенциально расположенные лопатки а.
Противоположный конец завихрителя соединяется с тягой и с ры-
чагом управления. Устройство горелки позволяет изменять степень
закрутки потока, что обеспечивает управление рабочим процессом
и регулирование длины факела. Горелка позволяет полностью сжи-
гать газ при коэффициенте избытка воздуха а = 1,02-^1,05. Приме-
нение горелки такой конструкции повышает производительность
печей на 4—4,5% по сравнению с их работой на горелках обычной
конструкции. При этом улучшается и качество клинкера. Дальней-
шее совершенствование горелок этого типа было связано с созда-
нием вихревой реверсивной горелки для вращающихся трубчатых
печей ВРГ, отличающейся от описанной тем, что в ней предус-
мотрена возможность изменения направления закрутки.
Изложенные выше материалы не претендуют на полноту опи-
сания всех примеров использования закрученных потоков в тех-
нике. Они должны лишь показать, насколько распространены эти
технические решения и как неожиданны в самых различных отрас-
лях. «Смерч» проникает все в новые области, поражая исследова-
телей неисчерпаемым запасом уникальных термогазодинамичес-
ких, акустических, электромагнитных и других особенностей.
37
36
Глава 2
Физические основы вихревого эффекта и его
экспериментальные исследования
2.1. Устройство вихревой трубы и принцип ее действия
Вихревой эффект, или эффект Ранка реализуется в процессе
течения интенсивно закрученного потока по осесимметричному
каналу, на торцевых поверхностях которого устанавливаются ог-
раничительные элементы — дроссель на «горячем» и диафрагма
с центральным отверстием на «холодном» концах трубы. При оп-
ределенном сочетании режимных и конструктивных управляю-
щих параметров из отверстия диафрагмы истекает некоторая ох-
лажденная часть исходного закрученного потока, а из дросселя —
другая подогретая его часть. При этом на основе закона сохране-
ния вещества можно составить уравнение баланса массы для ви-
хревой трубы классической схемы с одним источником подвода
газа через закручивающее сопло
G,= Gr+Gx (2.1)
или в безразмерной форме
1 = и + (1 - и) , (1 - g)G, = (7Г, (2.2)
где ц = GJG^ — относительная доля охлажденного потока.
По характеру организации течения в камере энергоразделения
вихревые трубы (вихревые энергоразделители) могут быть разби-
ты на четыре группы (рис. 2.1).
На рис. 2.2 показана схема потоков в наиболее перспективных
трубах.
Для двухконтурной вихревой трубы с учетом дополнительно
38
о* *
>3
39
Рис. 2.2. Газодинамическая картина течения в противоточной (а) и двухконтурной (б) вихревых трубах:
/ — завихритель; 2 — камера энергоразделения; 3 — дроссель; 4 — диафрагма; 5 — отверстие диафрагмы; 6 — пери-
ферийный свободный вихрь; 7 — приосевой вынужденный вихрь; 8 — трубка подвода дополнительного потока
40
вводимого потока уравнение (2.2) в левой части содержит второе
слагаемое
1 + Ндоп = И + (1 - ц), (2-3)
где цдоп = бдоп/ G' — относительная (безразмерная) массовая до-
ля дополнительно вводимого потока.
С позиции термодинамики вихревая труба представляет собой
термотрансформатор, эффективность которого по эффектам ох-
лаждения существенно выше эффективности дроссельных рас-
ширителей сжатого газа, но заметно ниже эффективности изоэн-
тропного турбодетандера.
Простоту конструкции вихревой трубы и высокую надежность
обычно относят к ее основным преимуществам как устройства
для производства охлажденных масс газа.
На рис. 2.3 показан общий вид наиболее типичной конструк-
ции противоточной разделительной вихревой трубы [112, 116].
Цилиндрическая форма камеры энергоразделения 1 обеспечи-
вается трубой, резьбовым соединением сочлененной с одной сто-
роны с корпусом 2, а с другой — с дроссельным устройством 3.
Корпус вихревой трубы 2 содержит закручивающий сопловой
ввод 4, примыкающую к нему диафрагму 5 с центральным отвер-
стием 6, через которое отводится охлажденный поток.
41
Конструктивно «горячий» конец вихревой трубы может быть
выполнен как в виде обычного запорного вентиля, так и в виде
щелевого диффузора с профилированными лопатками и сетками
на торце как у коротких трехкалибровых конических вихревых
труб конструкции В.И. Метенина. Чаще всего «горячий» конец
снабжен развихрителем в виде крестовины 7, регулирующим ко-
нусом 8 и трубкой 9 отвода подогретых масс газа. В корпусе ви-
хревой трубы вставлен закручивающий сопловой ввод 10, одним
торцом примыкающий к торцевой поверхности диафрагмы 5, а
другим — к торцевой поверхности корпуса 2 и камеры энергети-
ческого разделения 1.
Обычно внутренняя поверхность соплового ввода, формирую-
щего закрученный поток, профилируется по спирали Архимеда с
минимальным радиусом, равным минимальному радиусу камеры
энергетического разделения. Такова наиболее распространенная
конструкция классической разделительной вихревой трубы с ци-
линдрической камерой энергоразделения. Раскручивающая кре-
стовина, впервые предложенная А.П. Меркуловым, позволила
существенно снизить относительную длину камеры энергоразде-
ления от 20 и более калибров / = 1/d^ > 20, до / = 9 при сохране-
нии энергетических и термодинамических характеристик по эф-
фективности процесса.
По мере совершенствования создано большое число самых
разнообразных вихревых труб как по назначению, так и по кон-
структивному исполнению, тем не менее, практически все они
сохраняют основные элементы приведенной конструкции.
Вихревая труба (вихревой энергоразделитель) работает следую-
щим образом. Сжатый газ поступает внутрь трубы из магистрали
через закручивающий сопловой ввод 4 в виде интенсивно закру-
ченного вихревого потока, перемещающегося вдоль камеры
энергетического разделения трубы 1 от соплового ввода 4 к дрос-
сельному устройству 3. Центробежные силы, действующие на
элементы газа в закрученном потоке, приводят к образованию
радиального градиента статического давления, который под воз-
действием диссипативных моментов уменьшается по мере удале-
ния от соплового ввода 4 к дросселю 3. В результате в приосевой
области камеры энергоразделения 1 формируется осевой гради-
ент давления, направленный от дросселя 3 к диафрагме 5. Осе-
вой градиент давления формирует возвратное течение от дроссе-
42
ля 3 к диафрагме 5. Соответствующей регулировкой проходного
сечения дросселя 3 и подбором центрального отверстия диафраг-
мы 6 осуществляется регулировка между соотношением частей
исходного расхода сжатого газа через соответствующие выходы
— стоки (дроссель 3 и центральное отверстие диафрагмы 6). При
этом в подавляющем большинстве случаев из отверстия диафраг-
мы истекает охлажденный поток части исходного сжатого газа с
расходом щбр а через проходное сечение дросселя — подогре-
тый поток с расходом (1 — p)Gr Полная энтальпия (температура)
охлажденных масс газа значительно меньше, а полная энтальпия
подогретых масс газа существенно выше, чем у исходного сжато-
го газа.
Прикрывая дроссель и уменьшая его проходное сечение, по-
вышают уровень давления в камере энергетического разделения
вихревой трубы, что сопровождается ростом относительной доли
охлажденного потока ц и соответственно снижением расхода по-
догретых масс газа. Физика явления перераспределения энергии
в вихревой трубе является результатом сложных термогазодина-
мических процессов, протекающих в камере энергетического
разделения, и до настоящего момента до конца не исследована
несмотря на достаточно большое число теоретических работ и
высказанных в них гипотез.
Чаще всего вихревую трубу используют как устройство для по-
лучения охлажденных масс газа, т.е. как расширитель газоком-
прессионной холодильной машины, эффективность которой су-
щественно выше эффективности дроссельной. Это определяет и
те внешние интегральные характеристики оценки термогазоди-
намического совершенства вихревых труб, широко используемые
исследователями. В первую очередь к ним необходимо отнести
абсолютные эффекты снижения температуры охлажденного
ДТ; = Т* - Т* (2.4)
и повышения температуры подогретого
ат; = т; - Т* (2.5)
потоков. Как видно из (2.4) и (2.5), расчеты ведутся по полным
параметрам.
Абсолютные эффекты охлаждения ДТх* = Д/х* и подогрева
ДГГ‘= Дг* зависят от многих параметров режимного и геометри-
43
ческого характера. Для конкретной геометрии трубы и неизмен-
ного давления на входе они существенно зависят от относитель-
ной доли охлажденного потока ц.
Для адиабатных вихревых труб уравнение первого начала тер-
модинамики в энтальпийной форме
G14 = GA* + Ы (2-6)
или в безразмерной форме
г-’ = и/; + (i-мн;. (2.7)
Считая газ идеальным и пренебрегая зависимостью теплоем-
кости от температуры, выражение (2.7) сводят к зависимости ме-
жду абсолютными эффектами охлаждения дг* и подогрева Дг*
д/>ЬН.д/г’, (2.8)
М
которую исследователи часто используют для оценки степени
адиабатности работающих вихревых труб.
Выражение (2.8) позволяет по абсолютным эффектам энерго-
разделения для адиабатной вихревой трубы рассчитать относи-
тельную долю охлажденного потока ц
Большая часть конструкций современных вихревых труб к чи-
слу адиабатных не относится, так как теплообменом с окружаю-
щей средой пренебрегать нельзя. В то же время существует класс
различных по своему конструктивному исполнению охлаждае-
мых вихревых труб, в которых в целях повышения эффектов ох-
лаждения стремятся интенсифицировать теплосъем с «горячего»
конца вихревой трубы. Для этих случаев уравнение сохранения
энергии в правой части будет содержать дополнительное слагае-
мое, учитывающее потери, связанные с отводом тепла в окружа-
ющую среду, Сохл
Gi'i* = Gxlx + сг'г* + бохл (2.10)
или в безразмерной форме
44
/7 = ^;+ (1 -n)zr* + qw/Cp, (2.11)
где 9охл= @охл/^ — тепловой поток, отнесенный к 1 кг сжатого
газа, вводимого в вихревую трубу.
Характеристики вихревых труб обычно представляют в виде
зависимостей абсолютных эффектов охлаждения и подогрева от
управляющего параметра (аргумента), в качестве которого чаще
всего используют относительную долю охлажденного потока ц:
дТх= /(ц), дТг=/(ц). В некоторых случаях в качестве аргумента
для построения характеристик применяют степень расширения в
вихревой трубе
(2.12)
где Р]* — полное давление на входе в сопловой ввод вихревой
трубы; Рат — давление среды, в которую происходит истечение
охлажденного в трубе потока.
А.П. Меркуловым предложено строить характеристики вихре-
вых труб в виде функций для безразмерной температуры охлаж-
денного и подогретого потоков
е;=/(р) и 0Г=/(М),
где
о;= т*/т;, е; = гт/гх. (2лз>
Не менее важными характеристиками вихревых труб являются
удельные холодо- и теплопроизводительности
q = \xC^T*, ъ=(\-р)СрЬГ'. (2.14)
Для адиабатных вихревых труб эти величины равны
q = q = = (1 - р)СрД7;. (2.15)
Зная расход Gx сжатого газа через закручивающий сопловой
ввод, рассчитывают общую холодо- или теплопроизводитель-
ность трубы, Вт
Q; = <71MCp ДГХ’, Q= Gx= (1 - р)ДТг’. (2.16)
Начиная с Хильша [229] для оценки совершенства процесса
энергоразделения в вихревых трубах, возможности сопоставле-
ния опытных результатов, полученных различными авторами,
45
стали использовать безразмерные параметры — температурную
эффективность г], и адиабатный КПД т]
п, = ДГх2/Дт;-, Лад = ЦП,, (2.17)
дт; = г;
к-1
(2.18)
где Д7^ — абсолютный эффект понижения температуры при изо-
энтропном расширении газа от давления на входе до давле-
ния среды, в которую происходит истечение. Чаще всего это ат-
мосферное давление Рат. Таким образом сравнивают качество ви-
хревой трубы как холодильной машины с качеством идеального
турбодетандера. С позиции термодинамики эти коэффициенты
не полностью оценивают эффективность процесса энергоразде-
ления, так как не учитывают существуюшие при этом эффекты
подогрева. Исторически развитие вихревого эффекта шло в ос-
новном по пути создания холодильных устройств, чем и объяс-
няется широкое применение исследователями введенных Хиль-
шем безразмерных характеристик, оценивающих термодинами-
ческое совершенство труб по охлаждению части исходного газа,
подаваемого в трубу.
На рис. 2.4—2.6 показаны характеристики наиболее типичных
вихревых труб. Анализ выражения (2.8) позволяет сделать вывод
о том, что с ростом ц величина Д/х’ при фиксированном значе-
нии ДГ* уменьшается. Однако опыты показывают, что с ростом ц
Д/* возрастает, но Д/х* при этом все же уменьшается, а холодопро-
изводительность трубы до оптимального по этому показателю
значения величины относительной доли охлажденного потока ц
возрастает. С ростом степени расширения сжатого газа в трубе
абсолютные эффекты охлаждения Д/х и подогрева дг* при прочих
равных условиях возрастает, однако, эта тенденция, как будет
показано ниже, справедлива лишь до определенного значения
числа 1с' = Р*/Рт.
тр тр • ат
При фиксированных и геометрии вихревой трубы управле-
ние ее работой может быть реализовано перемещением регули-
ровочного органа дросселя, приводящим к перераспределению
46
вихревой трубы (1]:
?;= 0,6 МПа; = 30 °C; Р = 0,1 МПа; d^= 0,03 м; г = 0,48
Рис. 2.5. Характеристики вихревой трубы:
?;= 0,6 МПа; t; = 30 °C; Р = 0,1 МПа [391
47
Рис. 2.6. Зависимость безразмерной температуры охлажденного потока 0Х' от его
относительной доли ц при п = 4 (7); 5 (2); 6 (J) [114]
расхода исходного сжатого газа между охлажденной и подогретой
результирующими составляющими потоков.
В предельных случаях ц = 0 и ц = 1 правая часть выражения
(2.8) сводится к неопределенности типа [оо • 0] или [0 • оо].
С физической точки зрения это означает, что в пределе, когда
нет расхода по охлажденному или подогретому потоку, абсолют-
ные эффекты подогрева и охлаждения равны нулю дг* = 0,
ДГ*= 0.
Максимальные значения абсолютных эффектов охлаждения
дг* достигаются в области относительных долей охлажденного
потока ц = 0,2-Н),3, эффектов подогрева ДГ* — в области
ц = 0,85-^0,95. При дальнейшем снижении ц < 0,2 на «холодном»
режиме и увеличении ц > 0,95 на «горячем» режиме уменьшение
эффектов энергоразделения вызвано двумя причинами: сущест-
венной перестройкой потока в камере энергоразделения, связан-
ной с повышением гидравлического сопротивления вихревой
трубы, падением уровня осевых расходных скоростей потоков и
значительным ростом влияния на эффекты энергоразделения те-
плообмена с окружающей средой.
Максимальная холодопроизводительность q=p.Cp&t* наблю-
дается при сравнительно больших значениях р, 0,6 < ц < 0,8.
48
2.2. Экспериментальные исследования характеристик
вихревых труб
Открытие вихревого эффекта и его последующее изучение не-
разрывно связаны с экспериментальным усовершенствованием
конструкций вихревых труб, направленным на повышение его
интегральных термодинамических характеристик: AT*, &Т*, и, и
т]^. Все экспериментальные работы, посвященные исследованию
вихревого эффекта, можно отнести к одной из двух групп:
повышение эффективности вихревых труб оптимизацией фор-
мы камеры энергоразделения, соплового ввода и конструктивных
размеров, определенно влияющих на термодинамику процесса
энергоразделе ния;
исследование структуры потока в камере энергоразделения с
измерением полей давления, температуры и скоростей по объе-
му камеры, необходимое для поиска данных для объяснения фи-
зической сущности явления и составления краевых условий при
попытках получения аналитических решений.
Влияние параметров сжатого газа на входе в сопло
закручивающего устройства
В экспериментальных работах выявлено, что основное влия-
ние на эффективность процесса энергоразделения вихревых труб
всех типов и конструктивного исполнения оказывает давление на
входе Р*. А.П. Меркулов [116] отмечает, что при сохранении да-
вления среды, в которую происходит истечение охлажденных
масс газа Рх, рост входного давления Р,*, однозначно определяю-
щий рост степени расширения в вихревой трубе по охлажденно-
му потоку тг’р= Р,7РХ‘, приводит к росту эффектов охлаждения
ДТХ* и холодопроизводительности q (рис. 2.7).
Нетрудно заметить, что максимальная холодопроизводитель-
ность вихревых труб достигается при относительных долях охла-
жденного потока 0,5 р < 0,7 и возрастает с ростом степени рас-
ширения давления на входе, т.е. в данных опытах с ростом сте-
пени расширения в вихревой трубе
Максимально достигаемые абсолютные эффекты охлаждения
потока газа, истекающего из отверстия диафрагмы, наблюдаются
при существенно меньших значениях относительной доли охла-
жденного потока 0,1 < ц < 0,3.
49
Рис. 2.7. Влияние входного давления сжатого газа на холодопроизводительность
(а) и эффект охлаждения (б):
d = 30 мм; =0,48; Гс2= 0,092; 77= 303 К; Рх=0,1 МПа; Pf = 0,3 (/), 0,4 (2),
0,5 (5), 0,6 МПа (4}
Более полно термодинамическое совершенство трубы по эф-
фектам охлаждения оценивается температурной эффективностью
[116], которая в диапазоне 2,0 < 6,0 изменяется от n,max= 0,47
для л = 2,0 до П,тах= °’5 при 6,0- При этом отмечается, что
снижение уровня давлений Pj и Р* при неизменной степени рас-
ширения в вихревой трубе л = idem приводит к незначительно-
му падению величины л,тах.
Современные опытные результаты свидетельствуют, что опти-
мальное давление газа на входе в вихревую трубу, а следователь-
но, и оптимальная степень расширения в ней л^, по зави-
сят от относительной площади соплового ввода Fc= FJF
= 4£с/л*^ и относительной площади проходного сечения отвер-
стия диафрагмы F= <Q/d^.
Ю.В. Чижиковым были проведены опыты на диффузорной ви-
хревой трубе диаметром 40 мм в сечении соплового ввода с от-
носительной длиной камеры энергоразделения /= 16 (/= L/d^,
из которых 8 начальных были выполнены в виде диффузора с уг-
лом конусности 3,6°, а завершающий участок длиной, равной 8
калибрам, цилиндрическим. «Горячий» цилиндрический конец
был снабжен дроссельным вентилем. Диаметр отверстия диа-
фрагмы составлял 18 мм, или в относительных величинах
d = 0,45.
Вихревая труба изготовлена сваркой на оправке из листа тол-
50
щиной 1,2 мм алюминиево-магниевого сплава Амг-4, ее внутрен-
няя поверхность тщательно отполирована. Сопловой ввод пред-
ставлял собой тороидальную стабилизирующую камеру с патруб-
ком подвода сжатого газа, внутри которой располагалось закру-
чивающее поток устройство, выполненное в виде колодки из че-
тырех тангенциальных сопел сужающегося профиля. Объем ста-
билизирующей тороидальной камеры был рассчитан таким обра-
зом, что обеспечивал на всех режимах испытаний начальную
скорость на входе в тангенциальные сопла в диапазоне 25—30
м/с. Набор сопловых колодок позволял изменять площадь про-
ходного сечения соплового ввода в диапазоне Fc = 56-Н28 мм2;
Fc= 0,044-Ю, 102. Отношение высоты прямоугольного сужающе-
гося канала тангенциального соплового ввода к его ширине вы-
держивалось в пределах h/b =1/(1,5-г2). Адиабатность работы
трубы достигалась тщательной изоляцией ее камеры энергетиче-
ского разделения, снабженной кожухом, на наружную поверх-
ность которого наклеивался теплоизоляционный материал марки
АТИМС-1 толщиной 20 мм [204].
Экспериментальная установка была подключена к сети высо-
кого давления 40 МПа через два редуктора. Первая ступень ре-
дукции снижала давление до 15 МПа, а вторая допускала регули-
ровку давления на входе в вихревую трубу в необходимом диапа-
зоне. Метрологическое обеспечение позволяло измерять темпе-
ратуру с относительной погрешностью не превышающей 2%,
расходы — 6-8%. Невязка по тепловому балансу не превышала
10%.
Результаты опытов (рис. 2.8) представляют собой обобщенную
характеристику т],= /(л.^, Гс) в виде поля значений максимальных
температурных эффектов. Снижение максимально достигаемой
температурной эффективности от 0,53 при л^= 5 до 0,49 при
л^= 16,5 связано с увеличением стока воздуха непосредственно
из сопла по торцевой стенке в отверстие диафрагмы, что приво-
дит к повышению температуры охлажденных в трубе приосевых
масс газа. Очевидно, относительный расход паразитных масс,
стекающих в пограничном слое на торцевой поверхности диа-
фрагмы, растет с увеличением перепада давления л^ на вихревой
трубе.
Результаты более полных испытаний [27, 131, 161], обобщен-
51
Рис._2.8. Обобщенная характеристика F°m=f(n'),
1 — F = 0,102; 2 — 0,085; 3- 0,078; 4 - 0,068; $-0,051; о — 0,044; 7, 8- адиа-
батная (7— режим охлаждаемая вихревая труба
ные в координатах т|,— 1g л^, показаны на рис. 2.9. Для сравне-
ния на этом же рисунке представлены результаты предшествую-
щих исследований Хильша [229] на вихревой трубе <1^= 4,6 мм,
Fc=0,057 в интервале перепадов давления 2,8 < < 11,0.
В серии его опытов температурная эффективность трубы
увеличилась с повышением л^. В то же время в опытах Н.С. То-
рочешникова и др. [187] на прямоточной вихревой трубе с рос-
том л^ температурная эффективность падала, что, пожалуй, яв-
ляется не исключением, а скорее правилом для вихревых труб
прямоточного типа и объясняется лишь тем, что в отводимом по-
токе охлажденных масс возрастает относительная величина пере-
тока подогретых масс газа из периферии непосредственно в зоне
отвода.
Максимальное значение температурной эффективности для
конкретной вихревой трубы соответствует вполне определенной
степени расширения л^. Причем с ростом перепада давления
снижается относительная площадь соплового ввода Fc, обеспечи-
вающая максимально возможное значение достигаемой темпера-
турной эффективности q,. Обобщение опытных данных с ис-
52
n,
Рис. 2.9. Зависимость п, от степени расширения в вихревой трубе [204
1 — d^= 4,6 мм, = const; 2 — d^= 7,2 мм, FQ = var; 3 — d^= 20 мм, Fc = const;
4 — d^- 30 мм, Fc = var; 5 — d^= 33 мм, F^ = const; 6 — d = 40 мм, Fc — var;
7, 3-5 — данные из публикаций; 2, 6 — опыты Ю. В. Чижикова
пользованием методов теории подобия и размерностей позволи-
ло уточнить численное значение константы критерия нагрузки
вихревой трубы Fc- = const двухатомных газов
Fc-7t^/*= 0,327. (2.19)
Очевидно, сложное поведение зависимостей П,= Л^) и П,=
= f(P') на докритических режимах связано с ростом скорости ис-
течения на входе в сопло, а следовательно, с увеличением уров-
ня относительных сдвиговых скоростей в камере энергоразделе-
ния и плотности потока кинетической энергии масс газа. Дейст-
вительно, с ростом степени расширения в вихревой трубе 0 <
< 71тр< лкр происходит рост скорости истечения, а следовательно,
и рост снижения термодинамической температуры. Несмотря на
рост абсолютных эффектов охлаждения при изоэнтропном рас-
ширении в соответствии с зависимостью (2.18) температурная
эффективность возрастает в результате более интенсивного рос-
та эффектов охлаждения, обусловленного ростом падения термо-
динамической температуры потока на выходе из сопла закручи-
вающего устройства
53
т\= т; - V'/2Cp. (2.20)
Свой относительно небольшой вклад в рост эффектов охлаж-
дения с увеличением вносит и дроссель-эффект (эффект
Джоуля-Томсона). Если принять за физическую основу эффекта
гипотезу взаимодействия вихрей, можно допустить что с ростом
сдвиговых скоростей возрастают степень турбулизации вынуж-
денного приосевого вихря и число образующихся парных вихрей
в результате чего эффективность энергоразделения возрастает.
Однако рост гидравлической нагрузки в трубе вызывает обратное
воздействие, что л^> 6 оказывает превалирующее влияние и темп
роста эффектов охлаждения заметно снижается, а затем и совсем
прекращается. Поэтому с ростом давления на входе при неиз-
менном давлении на выходе рекомендуется [161] для достижения
оптимальной работы вихревой трубы по максимуму температур-
ной эффективности снижать относительную площадь соплового
ввода закручивающего устройства в соответствии с зависимостью
(2.19).
При работе вихревых труб на высоких входных давлениях, что
иногда встречается на практике, учет влияния дроссель-эффекта
обязателен.
При положительном дроссель-эффекте температура газа пони-
жается, при отрицательном повышается. При обычных условиях
эксплуатации техники температура окружающей среды составля-
ет примерно 15—20 °C. В этом случае воздух, метан, природный
газ и многие другие технически важные газы имеют положитель-
ный дроссель-эффект, а его влияние с ростом давления приво-
дит к росту Д< и уменьшению М* (рис. 2.10,о) [86].
А.В. Мартыновым и В.М. Бродянским проанализировано вли-
яние дроссель-эффекта [112]. Для идеального газа или газа, на-
ходящегося при температуре инверсии Ти или при относительно
низком давлении на входе, характеристики вихревых труб выхо-
дят из начала координат (рис. 2.10,6). При а(. > 0 характеристики
смещаются вниз, а при а(. < 0 — вверх, так как при этих услови-
ях дросселирование приводит к уменьшению Д/х и к увеличению
ДГГ вверх относительно горизонтальной оси. Примечательно, что
даже при отрицательном дроссель-эффекте вихревая труба поз-
воляет осуществлять охлаждение части вводимого исходного по-
тока, так как энергетическая эффективность энергоразделения в
54
Рис. 2.10. Зависимость температурных характеристик вихревой трубы от Р, (а) и
ц (б) при дросселировании [112]
вихревых трубах существенно выше, чем при дросселировании, и
эффекты охлаждения от процесса энергоразделения в состоянии
компенсировать рост температуры вследствие дросселирования.
Вопрос о рациональном использовании имеющегося в некоторых
случаях высокого перепада давления при работе вихревых энер-
горазделителей, например каскадных схем включения вихревых
труб, регенеративных схем охлаждения и подогрева с использо-
ванием вихревых энергоразделителей различных типов, до конца
пока не изучен, хотя и рассматривался во многих опубликован-
ных работах. Анализ подобных устройств более подробно изло-
жен в гл. 5.
Влияние температуры на входе в закручивающее устройство
В общем случае влияние температуры на характеристики про-
цесса энергоразделиения в вихревых трубах, так же, как и давле-
ния, ймеет достаточно сложный характер. В определенном диа-
пазоне изменения температуры от —190 °C до 700 °C [112, 116] по
результатам проведенных опытов можно отметить повышение
абсолютных эффектов охлаждения Дгх* и подогрева ДГ*. Однако
значение температурной эффективности ц, при этом практичес-
ки неизменно. Прежде всего, это связано с тем, что с ростом
55
температуры на входе в сопло закручивающего устройства про-
порционально растут абсолютные эффекты охлаждения при ади-
абатном истечении Д/г определяемые выражением (2.18). С рос-
том полной температуры на входе увеличивается скорость ис-
течения из сопла закручивающего устройства
I Э/г 7
V к +1
повышаются расход газа через трубу и уровень скоростей в каме-
ре энергетического разделения. Это приводит к росту сдвиговых
скоростей вынужденного приосевого и свободного периферий-
ного вихрей, обусловливающему интенсификацию процесса
энергомассопереноса и повышение эффектов энергоразделения.
В то же время рост расхода газа через трубу и уровня скоростей
в ней неразрывно связан с увеличением гидравлического сопро-
тивления, а следовательно, с повышением давления сжатого газа
на оси вихревой трубы и со снижением степени расширения га-
за в вихре
% = р;/р;, (2.22)
где Р* — полное давление газа на оси камеры энергоразделения
вихревой трубы. Снижение степени расширения газа в вихре свя-
зано с падением радиального градиента давления, что приводит
к снижению эффективности микрохолодильных циклов, совер-
шаемых в процессе радиального массопереноса турбулентными
элементами газа, а следовательно, и к уменьшению эффектов пе-
рераспределения энергии между периферийным и приосевым
потоками газа.
Для прикладных задач использования вихревых труб целесооб-
разно выделить три температурных интервала их работы: низко-
температурный интервал, 7\* < 80 К; нормальный температурный
интервал, 80 < 7\* < 1500 К; высокотемпературный интервал,
Т* > 1500 К.
Трубы, работающие в нормальном интервале температуры на
входе, достаточно широко распространены в технике и наиболее
исследованы. Для этого интервала характерна линейная зависи-
мость эффектов охлаждения и подогрева от температуры сжато-
го газа на входе в сопло закручивающего устройства, о чем сви-
56
Рис. 2.11. Зависимость эффектов охлаждения (а) и подогрева (6) от температуры
сжатого газа на входе в сопло при ц = 0,3 (7), 0,5 (2), 0,6 (3) и 0,7 (4); Р.= 0,55
МПа; 38 мм; Гс= 0,04; F = 0,22 [71]
детельствуют результаты экспериментальных исследований [35,
52, 86, 94, 174]. На рис. 2.11 приведены данные, полученные
В.М. Бродянским и А.В. Мартыновым на трубе диаметром 38 мм
при входном давлении Р,* = 0,55 МПа (л,* = 5,5).
Подтверждающие линейность функций и
результаты были получены в опытах [153] на высоко-
температурной вихревой трубе в диапазоне 300 < Г,* < 1500 К. Ес-
ли учесть, что в области сравнительно низких температур на вхо-
де в трубу при работе на сжатом гелии А.И. Гуляевым были по-
лучены идентичные результаты, то можно сделать следующий
вывод. В интервале температур, в котором состояние газа с дос-
таточной степенью точности описывается уравнением Клапейро-
на-Менделеева PV= vRT, можно считать температурную эффе-
ктивность вихревых труб при оптимальном сочетании конструк-
тивных параметров и степени расширения л^, в вихревой трубе,
не зависящей от температуры
п, = (Д Тх‘/Д Ts) = const. (2.23)
К сожалению, целенаправленных опытов по тщательному изу-
чению влияния температуры до настоящего времени не осущест-
влено. В теоретическом плане такой анализ возможен на базе
физической модели процесса энергоразделения, развитой в усо-
57
вершенствованной модели гипотезы взаимодействия вихрей, что
будет рассмотрено в последующих главах.
Влияние теплофизических свойств газа
На процесс энергоразделения в вихревых трубах влияют теп-
лофизические свойства индивидуальных веществ и их смесей,
используемых в качестве рабочего тела. Пожалуй, одним из ос-
новных свойств газов является отношение теплоемкостей
k = Cp/Cv, учитывающее индивидуальность газа и число атомов в
его молекуле. При прочих равных условиях он определяет сред-
нюю скорость теплового движения молекул в различных газах, а
также скорость звука, которые зависят от молярной массы газа.
Очевидно, что при анализе необходимо проводить одновремен-
ный учет совокупного влияния к и R на термодинамическую эф-
фективность вихревых труб.
Попытки анализа влияния отдельных параметров на процесс
немногочисленны и характеризуются противоречивыми резуль-
татами.
Отдавая предпочтение скорости истечения из сопла при ана-
лизе температурного влияния на эффект энергоразделения,
авторы [86] при обсуждении теплофизических свойств вновь
опираясь на скорость звука как отклик на изменение управляю-
щего параметра к, почему-то не рассматривают молярную массу
ц, которая оказывает обратное влияние: чем больше ц, тем мень-
ше R, так как R = 8,314/ц, и тем меньше скорость звука.
Оттеном [242] показано, что для гелия, неона, аргона и других
одноатомных газов, для которых отношение Cp/Cv равно при-
мерно 1,67, вихревой эффект по эффектам охлаждения максима-
лен по сравнению с двух-, трех- и многоатомными газами.
А.И. Гуляев [49] предложил описывать опытные данные зависи-
мостью
ДГХ’ = Л,7'1*[1-^- »/*], (2.24)
которая может быть использована в расчетах для определения
эффективности разделения в геометрически подобных вихревых
трубах при работе на одинаковых относительных долях охлаж-
денного потока ц. Однако опыты В.М. Кудрявцева и А.Ю. Цыб-
рова [28] на вихревой трубе с цилиндрической камерой энерго-
58
Рис. 2.12. Характеристики энергоразде-
ления воздуха (/), водорода (2), гелия
(5), аргона (4), кислорода (5) при
7^= 6,0, г; = 330 К
Рис. 2.13. Зависимость эффекта охла-
ждения от комплекса С, при тг = 6;
ц 0,3'
о — данные В.М. Кудрявцева; А —
данные В.М. Бродянского
разделения и крестовиной на «горячем» конце трубы г^= 0,5, Fc=
= 0,1, проведенные на гелии, водороде, аргоне, кислороде и воз-
духе (рис. 2.12), выводы А.И. Гуляева не подтвердили. Характе-
ристики вихревой трубы при работе на аргоне, воздухе и кисло-
роде достаточно близки друг другу, что дает право с учетом точ-
ности эксперимента считать их идентичными. Следует отметить,
что эти газы при атмосферном давлении имеют близкие темпе-
ратуры конденсации. Наибольшие значения эффектов охлажде-
ния достигнуты при работе на гелии, хотя и аргон (к = 1,66), и
гелий (к = 1,67) имеют практически одинаковые значения пока-
зателя адиабаты. Водород имеет более высокую эффективность
охлаждения, по сравнению с кислородом и воздухом, что и сле-
довало ожидать, так как молярная масса водорода (цНз= 2 г/моль)
существенно меньше молярной массы кислорода (цОз= 32
г/моль) и воздуха (ц^ = 29 г/моль), которые близки по величи-
не. Авторы [28] для обобщения характеристик при работе на раз-
личных по диаметру трубах и различных газах предлагают ис-
пользовать безразмерный комплекс
C = Re/^/TTp,
(2.25)
59
Таблица 2.1. Теплофизические свойства
Газ Удельная теплоем- кость при Т= 293 К, Дж/(г • К) Отно- шение тепло- емкос- тей к Температура, К, Газовая посто- янная R, Дж Кинема- тическая вязкость v при Т= 273 К и Р=0,1 МПа
крити- ческая Т кр трой- ной точки гт Бойля т6
(c,/Q моль - К
Не 5,2 3,15 1,66 5,2 18,2 2078 188
н2 14,85 10,7 1,41 33,24 13,95 109 4124,2 84,1
Воздух 1,01 0,72 1,4 133 — 347 287 171
Аг 0,523 0,312 1,68 150,72 83,8 .412 208 210
о2 0,922 0,658 1,4 154,78 54,36 423 259,8 191
N2 1,046 0,745 1,41 126,36 63,15 326 296,8 167
сн4 2,22 1,69 1,31 191,06 90,66 — 518,8 103
со2 0,851 0,645 1,32 304,2 216,5 — 259,8 1,37
NH3 2,16 1,63 1,31 405,6 165,4 — 488,2 93,5
Примечание, kQ — константа Больцмана.
где d = D/d — масштабный фактор (D = 0,008 м) при d^ > 0,02 м
d = const = 0,4.
На рис. 2.13 показаны зависимости эффекта охлаждения от
комплекса С [28]. Несколько путанное изложение материала ра-
боты не позволяет рекомендовать выражение (2.25) для гаранти-
рованного расчета. Кроме того, и в этой методике анализ влия-
ния теплофизических свойств газа сводится к произведению
к Re, по сути определяющему скорость звука при известной тем-
пературе газа.
Ю.В. Чижиковым [204] предложен еще один подход к учету
влияния свойств рабочего тела на характеристики вихревых труб,
основанный на совместном анализе сравнительно широкого
спектра свойств веществ с результатами экспериментальных про-
бе
некоторых газов
Тепло- провод- ность X, 102 Вт м • К Скорость звука при Г== 283 К, м/с Коэффициенты в уравнении Ван-дер-Ваальса Пара- метр к Пара- метр а, нм Коэффициент* сжимаемости в критической точке ^кр
а в
14,6 980 0,034 0,0237 10,22 0,255 0,3
16,8 1301 0,244 0,0266 59,7 0,28 0,292
2,56 341 1,338 0,0363 — — —
1,67 308 1,345 0,0322 93,3 0,354 0,290
2.62 324 1,360 0,0318 106,7 0,347 0,292
2,49 347 1,390 0,0391 71,4 '0,38 0,291
0,33 432 2,253 0,0428 148,6 0,376 0,290
1,49 258 3,597 0,0427 154,3 — 0,274
2,2 415 4,170 0,0371 173 — —
дувок вихревых труб при использовании этих веществ в качестве
рабочего тела. В табл. 2.1 приведены свойства наиболее распро-
страненных газов. Несмотря на то что расчеты, основанные на
выводах автора, выглядят достаточно убедительно, отношение
минимума потенциальной энергии взаимодействия молекул ео к
постоянной Больцмана является размерной величиной и не мо-
жет устанавливать подобие термодинамических систем. Учет
влияния свойств реальных газов на эффективность процесса
энергоразделения еще требует своего разрешения, очевидно, свя-
занного с необходимостью использования приведенного уравне-
ния Ван-дер-Ваальса, позволяющего определять подобие разли-
чных ван-дер-ваальсовых термодинамических систем: 7^= idem
61
и т = idem, где л -- Р{/Р^, а т= Т^/Т . Установив наличие тер-
модинамического подобия двух газов, можно по характеристикам
процесса энергоразделения, полученным опытным путем для
одного газа, рассчитать эти характеристики для любого другого
подобного ему.
Влажность газа, подаваемого на вход в сопловой аппарат закру-
чивающего устройства, обусловливает два негативных момента.
Первый из них связан с уменьшением эффектов температурного
разделения с ростом влажности, что было обнаружено уже в пер-
вых исследованиях вихревого эффекта [112, 116]. Второй, нераз-
рывно связанный с первым, приводит к режиму неустойчивой ра-
боты вихревых труб, вызванному намораживанием влаги на диа-
фрагме, уменьшающим проходное сечение отверстия вплоть до за-
пирания,’ сопровождающегося при ц -» 0 снижением эффектов ох-
лаждения, повышением уровня температуры в области отверстия
диафрагмы, подтаиванием и срывом намерзшего льда.
Снижение эффективности работы вихревой трубы с ростом
влажности воздуха на входе в трубу обусловлено тем, что часть
выработанной холодопроизводительности расходуется на фазо-
вые превращения -- конденсацию или вымораживание. Поэтому
в расчетные методики обычно вносят учитывающую влажность
воздуха поправку, которая тем больше, чем больше влажность.
Зная влагосодержание, рассчитывают максимальное значение
поправки из условия, что вся влага, подаваемая в камеру энерго-
разделения со сжатым воздухом, уносится с охлажденными мас-
сами газа, полностью вымерзая в них. Тогда, с учетом двойного
фазового перехода пар—влага—кристаллы льда тепло, выделяе-
мое в результате этого перехода
Д<7В= dGfo + гт), (2.26)
где Д<7в — суммарный тепловой эффект от конденсации и затвер-
девания на 1 кг сжатого воздуха, Дж/кг; d — влагосодержание,
кг влаги/кг газа; гк — теплота конденсации, Дж/кг; гт — теплота
затвердевания, Дж/кг.
Учитывая, что вследствие отмеченных эффектов удельная эн-
тальпия охлажденных масс газа возрастает на величину д#в, и
полагая газ идеальным (С = const), рассчитывают максимальную
поправку на абсолютные эффекты охлаждения, учитывающую
влияние влажности (рис. 2.14)
62
\5(&Tx)\ = bqB/Cp. (2.27)
Действительное значение
ЛГХ будет меньше на 5ТХ
(ДГх)д= Д7/- 5ТХ. (2.28)
В реальных условиях по-
правка заметно меньше, так
как часть влаги уносится с
подогретыми массами газа, а
часть влаги в паровой фазе
покидает трубу с охлажден-
ным потоком. Вторую состав-
ляющую, предполагая состоя-
ние насыщения в уходящих
охлажденных газах, рассчи-
тывают методом последова-
тельных приближений, зада- Рис. 2.14. Зависимость от Г/для
ваясь величиной (ДГх)д и по 100% при различных Р}
известным давлению Рх = Рн
и температуре Тх~ Тн определяют массовую долю паров влаги,
уносимых с холодным потоком. Однако такое уточнение имеет
смысл, если известно какая часть исходной влаги в сжатом воз-
духе уносится с подогретым периферийным потоком.
Уже в одном из первых исследований, В.С. Мартыновского и
В.П. Алексеева [14] на вихревой трубе диаметром <7^= 16 мм с
двухсопловым тангенциальным входом, относительным диамет-
ром диафрагмы da~ 0,51 при Р* = 0,9 МПа и Т’ = 291 К, были
осуществлены сравнительные продувки влажным и осушенным
сжатым воздухом с абсолютным влагосодержанием 9,8—14,7 и
1—2 г/м3 соответственно.
С учетом разности влагосодержания расчетное расхождение по
абсолютным эффектам охлаждения 8ГХ должно было составлять
15,5 К даже при Р’ = 0,18 МПа. В опытах же это значение не
превышало 10 К. На основании этого результата авторами был
сделан вывод о том, что на выходе из соплового ввода закручи-
вающего устройства водяные пары находятся в переохлажденном
состоянии, таким образом, конденсация и льдообразование про-
исходят за соплом в камере энергетического разделения.
63
А.П. Меркулов считает, что конденсат, образовавшийся в при-
сопловых сечениях камеры энергоразделения, практически не
сепарируется и поступает в охлажденный поток. Такое предполо-
жение основано на малых размерах сконденсированных капель и
высокой интенсивности турбулентности, что обусловливает за-
метное повышение влагосодержания в приосевом потоке охлаж-
денных масс газа, которое возрастает при уменьшении ц. Для
предельного случая ц = 1 влагосодержание масс газа, покидаю-
щих камеру энергоразделения через отверстие диафрагмы, равно
влагосодержанию исходного потока. Наиболее полно влияние
влажности на эффекты охлаждения рассмотрено в работах [14,
22, 25, 57, 112, 116, 161]. В этих исследованиях отмечается, что
при высоких градиентах изменения температуры по длине кана-
ла соплового ввода (от 40 до 100 К/см) водяные пары переохла-
ждаются, переходя в метастабильное состояние, которое затем
нарушается скачком конденсации, возникающим в сечении, рас-
положенном в непосредственной близости от соплового ввода.
При этом на участке формирования приосевого потока с сравни-
тельно высокой радиальной составляющей скорости часть кон-
денсата поступает в приосевой поток и уносится из отверстия
диафрагмы вместе с охлажденными массами газа. Длина участка,
на котором возможно подмешивание влаги из скачка конденса-
ции в приосевую область, невелика по протяженности. В
остальной части камеры энергоразделения влага в приосевую об-
ласть может попасть лишь в паровой фазе. Таким образом, вла-
га в приосевом вихре обусловлена капельной влагой в результате
стока и присутствием паровой фазы влаги в исходном потоке за
скачком конденсации. Паровая фаза поступившей влаги конден-
сируется непосредственно в охлажденных массах с выделением
тепла конденсации, что сопровождается снижением абсолютных
эффектов охлаждения. Очевидно, не весь конденсат и лед, обра-
зовавшиеся в приосевом охлажденном потоке, уносятся из вих-
ревой трубы через отверстие диафрагмы. Часть влаги под
действием центробежных сил и турбулентного массопереноса
вновь попадает в периферийные слои, испаряется там и поступа-
ет в приосевой поток, где происходит его повторная конденса-
ция. Описанное циркуляционное движение влаги сопровождает-
ся переносом энергии в форме тепла от периферийных масс к
приосевым существенно снижая при этом эффекты энергоразде-
64
Рис. 2.15. Зависимость эффектов подогрева (а) и охлаждения (б) от ц для сухого
(7) и влажного воздуха (2); 40 мм; /= 12; а = 4°; Р[= 0,275 МПа
ления, что наглядно показывают результаты, полученные
А.П. Лепявко (рис. 2.15).
Если графики характеристик по абсолютным эффектам охлаж-
дения при работе на влажном и сухом воздухе расположены пра-
ктически эквидистантно с разностью примерно 12 К, то по эф-
фектам подогрева 8Г,, с ростом ц заметно увеличивается, что вы-
звано существенным повышением в области больших ц средне-
интегральной температуры подогретых масс газа, и, следователь-
но, возрастают тепловые потери вследствие неадиабатности и ро-
ста темпа испарения капельной влаги, попадающей в перифе-
рийные слои.
Как показали исследования, отрицательное влияние влажно-
сти увеличивается с ростом длины камеры энергетического раз-
деления, что равносильно увеличению времени пребывания ка-
пельной влаги в вихревой трубе до момента выноса ее с перифе-
рийными подогретыми массами газа. Последнее обстоятельство
способствует повышению степени испаренности влаги за скач-
ком конденсации, следовательно, оно связано с ростом интен-
сивности циркуляции влаги между периферийным и приосевым
потоками, что приводит к уменьшению эффектов энергоразделе-
ния. Отрицательное воздействие влажности исходного сжатого
газа на процесс энергоразделения возрастает при использовании
65
Рис. 2.16. Зависимость эффективности охлаждения т|, сухого (/) и влажного (2)
воздуха и эффективности осушки в охлажденного потока (3) от доли охлажден-
ного потока: (d^ 50 мм; /= 12; Pj = 0,5МПа; dc= 1,8 г/кг) [40]
перед дросселем раскручивающих устройств: крестовины, лопат-
ки, сетки и т. п. Рост турбулентности потока перед дросселем
способствует выравниванию параметров по сечению, а следова-
тельно и повышению влажности в приосевых слоях, участвую-
щих в дальнейшем в формировании охлажденного потока. Авто-
рами работы (25] предложена модифицированная конструкция с
диафрагмой, выполненной в виде конфузорного патрубка, про-
никающего внутрь камеры энергоразделения на глубину
(1,5—3,0)rf . Сопловой ввод, имеющий удлиненную форму,
позволяет снизить падение температуры вдоль закручивающего
потока до 25 К/см. Данная конструкция позволила снизить сте-
пень переохлаждения паров влаги и приблизить скачок уплотне-
ния к срезу сопла закручивающего устройства. Площадь проход-
ного сечения сопла по А.А. Полякову, обеспечивающая мини-
мально возможное отрицательное влияние на эффекты энерго-
разделения, должна изменяться вдоль его длины в соответствии
с зависимостью
, 1 ( 2 Л-1 .У2У*+1)/2(*_1)
,кр м[к + \к + \м J
(2.29)
где F — относительная текущая площадь поперечного сечения,
м2; Гкр — площадь критического сечения, м2; М — число Маха.
При линейном распределении температуры по длине канала
66
M = j2(7'o-7')/[7’(^-l)]- (2-30)
Выполнение отмеченных рекомендаций привело к совпадению
характеристик при работе на сухом и влажном газе в области
ц > 0,4 (рис. 2.16).
При ц < 0,4 отрицательное влияние влажности все же проявля-
ется, хотя и в меньшей степени. Эффективность предложенных
мероприятий по повышению эффектов энергоразделения в
вихревых трубах проявляется лишь при их работе на влажном
воздухе.
2.3. Влияние конструкции трубы и геометрии основных
элементов на ее характеристики
Характеристики вихревой трубы, как показывают опыты, су-
щественно зависят от формы и протяженности камеры энерго-
разделения, конструктивного оформления входного и выходных
устройств, их геометрии и соотношения размеров. Для возмож-
ности сравнения опытов в практике исследования вихревых труб
в качестве определяющего размера принят минимальный диа-
метр камеры энергоразделения в сечении, непосредственно при-
мыкающем к торцевой поверхности соплового ввода закручива-
ющего устройства. Чаще всего его обозначают dx или d . Все ос-
тальные линейные размеры и размеры площадей проходных се-
чений вводят как относительные величины. Относительный диа-
метр отверстия диафрагмы </д= djd^, где 0 < da < 1. Относитель-
ная длина камеры энергоразделения вихревой трубы Ар/^тр-
Относительные площади соплового ввода и отверстия диафраг-
мы
Л = ^с/Лр=4Л/л4; (2.31)
Fa=Fa/Fip = ^X = Ja2. (2.32)
Эти геометрические параметры используют при анализе прак-
тически всех вихревых труб различных конструкций и форм ка-
меры энергоразделения. Они не являются исчерпывающими, так
как многообразие созданных конструкций потребовало введения
дополнительных относительных геометрических параметров, от-
67
ражающих особенности конкретной конструкции. В дальнейшем
эти параметры будут вводиться по мере необходимости.
При работе вихревой трубы сжатый газ прежде всего протека-
ет через закручивающее устройство соплового ввода, формирую-
щего закрученный поток, поступающий затем в камеру энергети-
ческого разделения. Естественно предположить, и эксперименты
это подтверждают, что протекание процесса перераспределения
полной энтальпии и его эффективность являются следствием ха-
рактера течения и зависят от его как макро-, так и микрострук-
туры. Практически во всех отечественных монографиях приведе-
на классификация известных в настоящее время закручивающих
сопловых устройств, применяемых в вихревых аппаратах (см.
табл. 1.1) [28, 112, 116, 196]. В самых первых конструкциях вих-
ревых труб Ж. Ранком применялись спиральные сопла с прямо-
угольным сечением канала, выполнявшимся во втулке, ограни-
ченной двумя цилиндрическими и двумя коническими поверхно-
стями, которые создавая наклонную ориентацию канала по отно-
шению к оси камеры энергоразделения, обеспечивали на входе
осевую составляющую вектора скорости. Особенно эффективны
наклонные сопла при работе на влажном газе, однако, эффект
повышения характеристик вихревых труб наблюдается и при ра-
боте на сухом газе на входе [163]. Этот факт нашел подтвержде-
ние и в работах Б. Парулейкара, использовавшего в своей осно-
ве модифицированное сопло А.П. Меркулова с конической вну-
тренней поверхностью, причем основание конуса с большим
диаметром естественно переходит в полость камеры энергетиче-
ского разделения через промежуточный конфузор [243]. На
рис. 2.17 [163] показана зависимость температурной эффектив-
ности разделения от угла конусности внутренней поверхности
сопла для различных степеней расширения. Оптимальный угол
наклона находится для исследованных режимов в области
5 < а < 10°. Однако этот метод повышения эффективности не по-
лучил развития и наклонные сопла в настоящее время практиче-
ски не используются, что не вполне обосновано.
Отечественные разработчики вихревых устройств чаще всего
используют прямоугольное спиральное сопло, в котором спираль
Архимеда заменена близкой к ней спиральной поверхностью,
очерченной сопрягающимися окружностями различных радиусов
68
Рис. 2.17. Зависимость температурной эф-
фективности работы вихревой трубы^от уг-
ла наклона сопла (rfrp= 18 мм; d = 0,5;
/с=0,071) при различной степени расши-
рения я,,,
/•j + 0,25й и г2+ 0,75й, у которых центры смещены вдоль верти-
кального радиуса на соответствующие расстояния (рис. 2.18)
[116]. Оптимальное соотношение ширины b и высоты й прямо-
угольного канала в выходном сечении b : й = 2 : 1. При этом
входные кромки тщательно обрабатывают, обеспечивая плавный
вход, а носик сопла закругляют с радиусом 0,1 мм. Предположе-
ние о том, что форма острой кромки должна сократить интен-
сивность возмущений на границе между втекающим потоком и
остальной массой газа, находящейся в камере энергоразделения
[40, 116], противоречит теоретическим взглядам самого автора
сопла А.П. Меркулова и других приверженцев гипотезы взаимо-
действия вихрей. Ее вибрация может служить причиной возник-
новения начальной турбулентности, приводящей впоследствии к
ее генерации во всем объеме камеры энергоразделения. На
рис. 2.19 показаны сравнительные характеристики вихревых
труб, использующих различные сопловые вводы. Нетрудно заме-
тить, что прямоугольное спиральное сопло А.П. Меркулова дает
заметный выигрыш при прочих равных условиях по сравнению с
другими типами закручивающих устройств.
На эффективность работы вихревой трубы влияют не только
форма проточной части сопла, формирующего закрученный по-
ток на входе в камеру энергоразделения, но и относительная
площадь его проходного сечения. Это отмечают практически все
исследователи начиная с Хильша. Рост Fc приводит к повыше-
нию расхода газа через вихревую трубу. На определенном этапе
это связано с повышением уровня скоростей и давления в каме-
ре энергоразделения, сопровождаемого ростом эффектов охлаж-
69
Рис. 2.18. Прямоугольное спиральное сопло конструкции А.П. Меркулова [116]
(b:h = 2: 1)
'W/A
У///Л
h
а — прямоугольное тангенциальное сопло; 1 — три сопловых ввода; 2 — четыре;
3 — двенадцать; 4 — одно со спиральным вводом;
б — односопловой спиральный прямоугольный ввод; 1 — F= 32 мм2; 2 — 40; 3 —
70
дения до тех пор, пока в выходном отверстии диафрагмы не на-
ступит критическое истечение. Дальнейшее повышение Fc при
фиксированных значениях ~га и площади проходного сечения
дросселя сопровождается заметным повышением гидравлическо-
го сопротивления трубы, приводящим к повышению давления на
оси трубы, снижению уровня относительных скоростей охлаж-
денных и подогретых масс газа, падению радиального градиента
давления в вихре, что ухудшает процесс энергопереноса и
снижает эффективность трубы. В диапазоне давлений на входе
0,2 < Р* < 8,0 МПа А.П. Меркулов рекомендует выбирать относи-
тельную площадь соплового ввода в пределах 0,085 <FC < 0,1.
Причем при повышении Р{ оптимальное значение Fc стремится
к нижнему пределу. При необходимости получения максималь-
ных эффектов охлаждения в области малых ц значения Fc увели-
чивают. Для большинства случаев расчета вихревых труб
А.П. Меркулов рекомендует принимать Fc= 0,092.
Вопрос о числе сопловых вводов до конца не решен. При од-
носопловом вводе в сопловом сечении вихревой трубы наблюда-
ется явно выраженная радиальная неравномерность полей скоро-
стей и давлений, вызванная конечными размерами высоты вво-
димого закрученного потока. Чем тоньше толщина вводимого
тангенциального слоя, тем выше равномерность. Многосопловой
ввод при сохранении основных рекомендаций, полученных
опытным путем, целесообразен. Особенно это полезно для труб
сравнительно большого диаметра d > 40 мм, где сложность изго-
товления не вносит ощутимых погрешностей, приводящих к
ухудшению характеристик. Для обычных спиральных сопел пря-
моугольного профиля отношение высоты сопла к его ширине со-
ставляет h : b = 1 : 2, что позволяет ввести поток в канал в виде
узкой по высоте струи.
Условия работы вихревых труб таковы, что оптимальное зна-
чение площади соплового ввода зависит от многих входных и
геометрических параметров, определяющих режим работы, в
первую очередь, от степени расширения в вихревой трубе.
Ю.В. Чижиков на основе теории подобия получил приведенную
ранее зависимость (2.19), из которой Гс для двухатомных газов и
воздуха можно определить как Гс= 0,327Рекомендации до-
статочно упрошены, так как не учитывают всей совокупности со-
вместного воздействия всех управляющих параметров. Очевидно,
71
расчетная методика при определении оптимальной площади со-
плового ввода должна быть построена на основе положений тео-
рий подобия в виде функциональной связи
£с(л1р,ц,Гд,/:г) = 0, (2.33)
где /^= d^/d^ — относительная площадь отверстия диафрагмы;
F — относительная площадь отвода подогретых масс газа. Пока
сведений об исследованиях в такой постановке нет. Пожалуй,
ближе всех к решению этой проблемы на основе теории размер-
ностей и подобия подошли авторы [18], которые, обобщив ре-
зультаты опытов, получили регрессионное уравнение
Л = 0,01 • 0,2^’6p-°’6^’7^’2. (2.34)
Выражение (2.34) получено при исследовании конических вих-
ревых труб в диапазоне изменений параметров: 0,02 < d^ < 0,042 м;
2,0 < < 16,0; 0,2 < ц < 0,75. Зависимость опытная, поэтому ее мо-
жно использовать лишь при работе в отмеченных интервалах.
Влияние диаметра отверстия диафрагмы
Уже отмечалось, что максимальные эффекты охлаждения при
прочих равных условиях наблюдаются при относительных диа-
метрах диафрагмы d = da/d^ <0,3. Максимальная холодопроиз-
водительность и максимальное значение адиабатного КПД обы-
чно достигаются при 0,5 < da < 0,75. На рис. 2.20 показано выпол-
ненное А.П. Меркуловым обобщение данных различных авторов,
из которого следует, что зависимость оптимальных значений
диаметров отверстия диафрагмы линейна [116].
Рис. 2.20. Оптимальные значения
отверстий диафрагмы:
/ — данные Р. Хилша; 2 —
В.С. Мартыновского и В.П. Алек-
сеева; 3 — А.П. Меркулова
72
Вихревые трубы малого диаметра, как правило, применяют со
скошенной внутренней торцевой поверхностью (см. рис. 2.21,6).
В том случае, когда угол скоса р не превышает 9~Н°, коэффи-
циент температурной эффективности в 1,12—1,15 раза выше, чем
при использовании торцевой поверхности диафрагмы, перпенди-
кулярной оси камеры энергетического разделения.
В некоторых конструкциях (см. рис. 2.21,в) пограничный слой
отводится в окружающую среду вместе с частью охлажденного
потока через кольцевую щель в диафрагме. Несмотря на то что
такое решение проблемы существенно повышает абсолютные
эффекты охлаждения Д/х*, у оставшейся центральной части при-
осевого потока его относительная доля ц заметно падает, что со-
провождается ощутимым снижением холодопроизводительности
вихревых труб, а следовательно, и уменьшением адиабатного
КПД В работе (112] описана модификация такой диафрагмы,
у которой часть потока, отбираемого через кольцевую щель, ис-
пользуется для охлаждения более высокотемпературного объекта.
В этом случае вихревая труба как бы генерирует два охлажден-
ных потока с различной среднеинтегральной температурой.
Иногда предпринимаются попытки сдува пограничного слоя
струей сжатого воздуха (см. рис. 2.21,г), вводимого через каналы
на стенке торцевой поверхности диафрагмы, выполненные в ви-
де ряда проникающих отверстий 0=0,1 +0,15 мм, равномерно
распределенных по окружности
Для вихревых труб с конической формой камеры энергоразде-
ления Ю.В. Чижиковым предложена эмпирическая зависимость,
позволяющая на этапе расчета определить диаметр отверстия
диафрагмы в том же диапазоне 3,0 < 6,0
d~ 0,36 + 0,313ц. (2.38)
Нетрудно заметить, что предельное значение da по этой зави-
симости несколько больше, чем у А.П. Меркулова. Допуская
ц= 1, получим da= 0,673, что меньше рекомендованного значе-
ния для максимальной холодопроизводительности da~ 0,7. Это
обусловлено тем, что выражения (2.37) и (2.38) получены для ре-
жима максимально возможной температурной эффективности.
Дальнейшие исследования позволили уточнить выражения,
сведя их к единой формуле для цилиндрических и конических
труб, учитывающей реальную степень расширения и влияние по-
75
граничного слоя на диафрагме. В общем виде уравнение, пред-
ложенное Ю.В. Чижиковым, имеет вид [204]
dx = + (2.39)
Обработка опытных данных для диапазона 3,0 < л 22,0 по-
зволила установить численные значения входящих в (2.39) коэф-
фициентов; а — коэффициент расхода сопла закручивающего ус-
тройства, а = 0,80+0,95; Кх — численный коэффициент, Кх—
= 0,76; Э — величина, пропорциональная расходу пограничного
слоя, Э = 0,2, тогда
dx = (0,95-0,9) /(p + 0,2)Fc^. (2.40)
Геометрия и протяженность камеры энергоразделения
В опубликованных литературных источниках достаточно боль-
шое число исследований посвящено выявлению оптимальной
формы камеры энергоразделения и ее протяженности. На ран-
нем этапе исследований вихревые трубы имели весьма длинную
камеру энергоразделения, по рекомендациям Р. Хилша,
В.С. Мартыновского и В.П. Алексеева она составляла 50 калиб-
ров. Большие линейные размеры устройства делали вихревую
трубу в некоторых случаях достаточно неудобной для практичес-
кого использования. В связи с этим многие исследователи иска-
ли возможности снижения длины камеры энергоразделения и
сохранения достигнутой на длинных трубах термодинамической
эффективности [40, 112, 116, 120, 123—125, 228, 243].
Революционным было конструктивное решение, предложен-
ное А.П. Меркуловым [116]. На «горячем» конце камеры энерго-
разделения им было предложено установить четырехлопастную
крестовину длиной в 1,5 калибра и одновременно сократить дли-
ну камеры энергоразделения до 9 калибров. Таким образом, об-
щая длина цилиндрической камеры вихревой трубы составила
10,5 калибров. Крестовина осуществляла раскрутку потока с од-
новременной его турбулизацией, что позволило при прочих рав-
ных условиях повысить эффективность вихревой трубы как по
эффектам охлаждения Д/х’, так и по холодопроизводительности,
76
Следовательно, тангенс угла наклона прямой d = d^/d^ мож-
но рассматривать как параметр. Если речь идет о максимальных
эффектах охлаждения, оптимальное значение относительного
диаметра отверстия диафрагмы для различных значений ц может
быть рассчитано по формуле [60]
d = 0,350 + 0,313ц. (2.35)
Зависимость (2.35) рекомендуют для построения математичес-
кой модели расчета вихревой трубы.
В первых вихревых трубах конструкция диафрагмы представ-
ляла собой диск с центральным отверстием. В большинстве сов-
ременных конструкций диафрагма выполнена в виде диска,
снабженного коническим диффузорным каналом длиной
'д=/Д=2*3 (2.36)
с углом конусности у = 10-5-15°.
Такое исполнение отвода приосевых масс из камеры энергети-
ческого разделения позволяет несколько снизить уровень давле-
ния на ее оси, что равносильно повышению перепада давления,
срабатываемого в вихре л*
(2.37)
где Ро — статическое давление на оси трубы; Р, — статическое
давление в потоке на выходе из соплового ввода в камеру энер-
горазделения. Опыты показывают, что такое исполнение диа-
фрагмы позволяет увеличить абсолютные эффекты охлаждения
на 1-5 К.
Одна из причин снижения эффективности работы вихревых
труб — паразитный радиальный поток, стекающий от периферии
к оси по внутренней торцевой поверхности диафрагмы. Его при-
нято называть пограничным слоем на диафрагме. Отрицательное
воздействие этого потока на достигаемые эффекты охлаждения
вызвано двумя причинами. Первая из них состоит в том, что не-
которая часть подаваемого сжатого газа не проходит через каме-
ру энергоразделения и не растрачивает своего запаса энергии на
организацию процесса ее перераспределения, а лишь увеличи-
вает гидравлическое сопротивление трубы, что и приводит к сни-
жению действительных опытных характеристик. Вторая причина
заключается в том, что масса газа, движущаяся в пограничном
73
Рис. 2.21. Диафрагмы с устройствами для уменьшения стока пограничного слоя
в охлажденный поток [40]
слое диафрагмы, имея существенно большую полную энтальпию
по сравнению с энтальпией масс, поступающих в диффузорный
канал из камеры энергоразделения, смешиваясь с последними,
приводит к увеличению среднемассового значения энтальпии ох-
лажденного потока, а значит и к росту его среднеинтегральной
полной температуры.
Снижение отрицательного влияния стока пограничного слоя
возможно лишь при изменении конструкций соплового ввода и
диафрагмы. Что касается соплового ввода, то его наклонная ори-
ентация от диафрагмы к дросселю, способствующая приобрете-
нию входящим закрученным потоком осевой составляющей век-
тора скорости, будет заметно снижать объем жидкости, стекаю-
щей по торцевой плоскости диафрагмы.
На рис. 2.21 показаны некоторые варианты конструктивных
решений диафрагм с элементами, предназначенными для сниже-
ния вредного влияния воздействия пограничного слоя на эффе-
ктивность процесса перераспределения полной энтальпии в ка-
мере энергетического разделения вихревых труб.
Диафрагма (см. рис. 2.21,а) имеет на торцевой поверхности
кольцевую выточку, создающую местное завихрение, которое в
некоторой степени снижает сток пограничного слоя, способствуя
отводу части его в камеру энергетического разделения. При этом
увеличивается температурная эффективность вихревой трубы, а
при равных абсолютных эффектах охлаждения повышается ади-
абатный КПД т| за счет некоторого роста отверстия диафрагмы
без снижения Д/х и соответствующего увеличения относительной
доли охлажденного потока ц, а следовательно, и холодопроизво-
дительности q - СрЛг*ц.
74
Рис. 2.22. Неохлаждаемая труба В.И.Метенина [125] (Р =21 мм; D = 10 мм;
f=3D^a~3°4’):
I — патрубок горячего потока; 2 — сетка; 3 — лопаточный диффузор; 4 — рабо-
чая часть трубы; 5 — сопло; 6 — диафрагма; 7 — патрубок холодного потока; 8 —
диск
а, следовательно, по адиабатному КПД Конструкция вихре-
вой трубы А.П. Меркулова в настоящее время получила наиболее
широкое распространение, в некоторых случаях с непринципи-
альными конструктивными изменениями. В [40] сделано предпо-
ложение о том, что причина интенсификации энергопереноса в
сравнительно короткой трубе А.П. Меркулова заключается в уве-
личении радиального градиента тангенциальных составляющих
скоростей в зоне интенсивного энергообмена. Такое предполо-
жение не выдерживает критики, так как раскручивание — суще-
ственно диссипативный процесс и не может влиять на увеличе-
ние кинетической энергии упорядоченного движения потока как
целого. В то же время кинетическая энергия снижается через ге-
нерацию турбулентной энергии с последующей диссипацией. Бо-
лее подробно влияние длины и степени турбулентности на эффе-
ктивность энергоразделения будет рассмотрено в последующих
главах.
Хендалом [228] была запатентована вихревая труба с диффу-
77
зорной камерой энергоразделения, с углом конусности около 7°
и наименьшим диаметром камеры, расположенным в сечении
соплового ввода закручивающего устройства. Относительная ко-
роткая вихревая труба с камерой энерго разделения всего в 4 ка-
либра позволяла получать сравнительно неплохие по тем време-
нам эффекты энергоразделения. Развитием вихревой трубы с
диффузорной камерой энергоразделения является конструкция
трубы, предложенная В.И. Метениным в 1964 г. (рис. 2.22).
Длина конфузорной камеры энергоразделения составляет 3 ка-
либра, а на ее конце, удаленном от соплового ввода, установлен
лопаточный-диффузор, с сеткой. Относительная площадь сопло-
вого ввода Fc= 0,094, минимальный диаметр камеры энергоразде-
ления rfrp= 21 мм, d = 10 мм, угол раствора конуса конфузорной
камеры ут= 7°. Экспериментальные результаты исследования ха-
рактеристик трубы В.И. Метенина [123] показывают, что ее мак-
симальная эффективность по эффектам охлаждения при я = 5,0
составляла т], = 0,59 при ц = 0,3. Максимальная холодопроизво-
дительность получена при ц = 0,5, температурная эффективность
при этом т], = 0,455, а 1]^= 0,227.
Описываемая конструкция снабжена сетчатым развихрителем,
расположенным в приосевой зоне дросселя, снабженного на пе-
риферии лопаточным диффузором. Подогретые массы газа,
сформированные из периферийного потока камеры энергоразде-
ления, покидают дроссель через специальным образом спрофи-
лированное сопло. Отвод подогретых масс имеет осевую ориен-
тацию и осуществляется соосно камере энергоразделения. Повы-
шение температурной эффективности (д = 0,59) при ц = 0,3 мо-
жет быть объяснено двумя причинами, одна из которых — ин-
тенсивная турбулизация приосевых масс газа, способствующая
радиальному энергомассопереносу, вторая [40] состоит в том, что
при таком исполнении раскручивающего устройства приосевой
поток в области дросселя формируется из менее нагретых рас-
крученных слоев периферийного вихря, а его более нагретые
массы могут беспрепятственно истекать через лопаточный диф-
фузор и спрофилированное сопло.
Анализ способов повышения эффективности вихревых энерго-
разделителей и существенного сокращения камеры энергоразде-
ления на ранних этапах разработки вихревых аппаратов и иссле-
78
дования протекающих в них физических процессов вскрыли два
обстоятельства: необходимо тщательно формировать закручен-
ный поток на входе в камеру энергоразделения и профилировать
устройства, отводящие результирующие охлажденный и подогре-
тый потоки из камеры энергоразделения. На холодном конце не-
обходимо, по мере возможности, исключать попадание масс газа
из пограничного слоя в охлажденный поток, а на подогретом —
максимально турбулизировать поток, в основном формируя при-
осевые массы газа из менее нагретых элементов. Это побудило
исследователей к более тщательному конструированию отмечен-
ных элементов, к поиску оптимальной геометрии камеры энер-
горазделения, а также способов закрутки, раскрутки и турбули-
зации потока и устройств, реализующих эти способы. Практиче-
ски все исследователи отмечают как положительно влияющий на
процесс энергоразделения фактор — степень расширения газа в
вихре л* = Р\/Ро- Величина л* при фиксированном давлении на
входе в вихревую трубу изменяется с изменением давления газа
на оси вихревой трубы как в сопловом сечении, так и вдоль про-
тяженности камеры энергоразделения вплоть до диффузора. С
ростом л* увеличивается радиальный градиент давления, а вмес-
те с ним повышаются и эффекты перераспределения энергии ме-
жду периферийным и приосевым вихрями.
В середине 60-х и в конце 70-х годов появились интересные
конструкции, позволившие довести температурную эффектив-
ность процесса энергоразделения до 0,70 [40,116] при степени
расширения л(*= 9, абсолютный эффект охлаждения составил
ЛРХ= 87К. Адиабатный КПД вихревых труб достиг 0,38—0,4 для
неохлаждаемых труб (вихревая труба с дополнительным потоком
Ш.А. Пиралишвили) и 0,4—0,42 для неадиабатных охлаждаемых
вихревых труб с рециркуляцией подогретого потока (вихревая
труба с рециркуляцией потока А.Д. Суслова и А.В. Мурашкина).
Рассмотрим их подробней.
Наиболее часто начальный участок камеры энергоразделения
выполняют в виде усеченного конуса, наименьший диаметр ко-
торого соприкасается с торцевой поверхностью соплового ввода.
Последующий за ним участок трубы обычно цилиндрический,
замыкающий вновь имеет расширяющуюся коническую форму.
Именно таким является профиль камеры энергоразделения Па-
рулейкара [243] (рис. 2.23).
79
Вход
Рис. 2.23. Неохлаждаемая труба Б.Б. Парулейкара {243]:
а — разрез трубы; б — сопловой ввод; 1 — рабочая часть трубы; 2 — сопловой
ввод; 3 — конфузор; 4 — регулирующий вентиль; 5 — соединительная муфта
От других труб она отличается оригинальным конструктор-
ским оформлением как соплового ввода устройства закрутки по-
тока, так и устройства, раскручивающего поток, в виде камеры
прямоугольной формы, которой завершается формирование вну-
треннего контура камеры энергоразделения. Устройство ввода
сжатого воздуха в виде интенсивно закрученного потока состоит
из двух, имеющих торцевое сопряжение, частей — диффузора и
конфузора. Диффузорная часть собственно и выполняет роль со-
плового ввода, имеющего близкую к спиральному форму. Попе-
речное сечение сопла выполнено прямоугольной формы с со-
блюдением рекомендации А.П. Меркулова по соотношению ме-
жду его длиной и высотой b : h = 2 : I. Внутренняя поверхность
имеет форму усеченного конуса, что позволяет сформировать у
выходящего потока осевую составляющую скорости и в некото-
рой степени снизить количество влаги у относительно теплых
масс газа, стекающих по торцевой стенке диафрагмы и подмеши-
80
вающихся к охлажденному потоку. Как ранее отмечалось, это
способствует снижению средне массовой температуры охлажден-
ных масс газа и повышает температурную эффективность вихре-
вой трубы. Конфузорная часть сопла должна обеспечить плав-
ный без существенных потерь ввод потока в камеру энергоразде-
ления. Раскручивающее устройство в виде прямоугольного кана-
ла турбулизирует поток не столь эффективно как раскрутка на
крестовине, но обладает существенно меньшим гидродинамиче-
ским сопротивлением и потерями кинетической энергии. При-
осевые слои имеют возможность сформироваться из масс газа,
имеющих сравнительно более низкую полную температуру, что и
позволяет в конечном итоге получить столь высокое значение
температурной эффективности (п, = 0,7). Однако добиться повы-
шения максимально достижимой холодопроизводительности и
адиабатного КПД по сравнению с трубой А.П. Меркулова на тру-
бе Парулейкара невозможно из-за недостаточно высокой интен-
сивности турбулентности и более низкого общего уровня ради-
альных градиентов давления в камере энергетического разде-
ления.
Перечисленные исследования и типы адиабатных вихревых труб
в основном развивались в направлении увеличения абсолютных
эффектов охлаждения и температурной эффективности процесса
энергоразделения. Холодопроизводительность и адиабатный КПД
интересовали разработчиков в меньшей степени. Этому способст-
вовал тот факт, что повышение этих характеристик, несмотря на
достаточно большие усилия исследователей, продвигалось доста-
точно медленно. В настоящее время для цилиндрических вихревых
труб п = 0,28 для конических п = 0,29-^0,3.
2.4. Вихревая труба с дополнительным потоком
Развивая положения гипотезы взаимодействия вихрей, в
1963 г. А.П. Меркулов и Ш.А. Пиралишвили предложили для по-
вышения адиабатного КПД вводить в приосевую зону камеры
энергоразделения со стороны дросселя дополнительный поток
газа с промежуточным давлением Р* < Р* « Р‘. Предполагалась
возможность существенного увеличения относительного расхода
охлажденного потока ц при незначительном снижении эффектов
охлаждения. В дальнейшем предположения авторов, построен-
81
Рис. 2.24. Вихревая труба с дополнительным потоком:
1 — корпус; 2 — закручивающее устройство; 3 — камера энергоразделения; 4 —
щелевой раскруточный диффузор; 5 — трубка подвода дополнительного потока
ные на основании теоретических предпосылок гипотезы взаимо-
действия вихрей, оправдались. Справедливость выводов была
подтверждена результатами серии опытов на вихревой трубе, схе-
ма которой показана на рис. 2.24.
Опыты проводили на трубе с диаметром в сопловом сечении
30 мм, регулируемый сопловой ввод был выполнен в виде трех
лепестков, профиль которых позволил осуществлять тангенци-
82
альный подвод закрученного потока через три сопла. Зубчатый
сектор допускал в процессе экспериментов регулировку суммар-
ной площади соплового ввода. Камера энергоразделения имела
коническую форму с углом раствора 6°, длина которой изменя-
лась от 1 до 12 калибров. Дроссель был выполнен в виде щеле-
вого диффузора. Дополнительный поток вводили через цилинд-
рический патрубок, установленный в заднем диске диффузора
соосно камере энергоразделения. Проведенные опыты определи-
ли оптимальные соотношения режимных и геометрических пара-
метров. Наибольшее значение адиабатного КПД было получено
при относительной площади соплового ввода Fc= 0,03^-0,05 при
л^= 3-^6. Причем большее значение Fc, как и в обычных вихре-
вых трубах, соответствовало меньшим степеням расширения
сжатого газа. Относительный диаметр отверстия диафрагмы на
режиме максимальной холодопроизводительности оказался рав-
ным внутреннему диаметру трубки подвода дополнительного по-
тока da= daon= 0,7. При этом относительная длина трубки подво-
да дополнительного потока, вводимая внутрь камеры энергораз-
деления £доп составила ^доп= ^доп/^тр= 0,33. Адиабатный КПД ви-
хревой трубы в опытах достигал 0,38, что на 40% превышает зна-
чения, полученные другими исследователями на лучших конст-
рукциях как с цилиндрической, так и с конической камерой
энергоразделения. При этом т] рассчитывали по зависимости
П^ЦАТЛА^+и^ДТ^оп), (2.41)
Ндои= Сдоп/Ср (2-42)
бдоп — расход дополнительно вводимых в приосевую дону масс
газа; АГ — изоэнтропное охлаждение газа в процессе адиабат-
ного истечения от давления дополнительно вводимых масс газа
до давления среды, в которую происходит истечение охлажден-
ных масс.
Выражение (2.41) с позиций термодинамики не совсем кор-
ректно, так как знаменатель содержит два слагаемых. Одно из
них пропорционально холодопроизводительности изоэнтропного
турбодетандера, на котором срабатывается перепад давления лт*р,
с расходом газа в 1 кг/с, а второе — холодопроизводительность
идеального изоэнтропного детандера с рабочим перепадом давле-
ния
83
71 ДОП ^оп/^l ’
с расходом цдоп. Таким образом, знаменатель численно равен
суммарной холодопроизводительности системы из двух идеаль-
ных детандеров, работающих на различных перепадах давления с
общим расходом (1 + ц). Некоторая искусственность конструк-
ции зависимости (2.41) может быть исправлена введением эксер-
гетического кпд
Лех ~ ^пол/^пр ’ (2-43)
где спол — полезно используемая эксергия; епр — полная эксергия
привода
%= <ч+ едОП- (2-44)
Здесь et — эксергия привода для производства G,, кг/с, газа,
сжатого до давления Р*; — эксергия привода, необходимая для
сжатия бдоп, кг/с, газа до давления Рд*оп.
Формула (2.43) более корректна, так как учитывает особенно-
сти процесса производства полезной работоспособности за счет
затраченной в процессах сжатия масс газа основного и дополни-
тельного потоков. При этом можно обойти и другую неточность
выражения (2.43), состоящую в том, что эта зависимость не учи-
тывает термодинамическую ценность процесса охлаждения, за-
висящей от температурного уровня. Так как Pf » Р*оп , то и
значения температуры конца процессов изоэнтропного расшире-
ния существенно различны, если давление в конце предполага-
ется одинаковым Рх= idem, &T^s»&Ts*aon.
Опыты показали, что охлажденный поток в основном форми-
руется из масс газа, вводимых в камеру энергоразделения допо-
лнительно со стороны дросселя в ее приосевую зону. При этом
максимальная холодопроизводительность достигается на таких
режимах работы трубы, при которых расход охлажденного пото-
ка и расход масс газа, вводимых дополнительно, равны
<2Х = Сдоп (2-45)
Не вникая в особенности течения внутри камеры энергоразде-
ления, а также протекающих в ней обменных и диссипативных
процессов, считая оболочку камеры адиабатной, можно записать
уравнения сохранения массы
84
Рис. 2.27. Зависимость т]^ (а) и Jx (б) от относительной дали охлажденного
потока при различной длине камеры энергоразделения (?,’= 0,4 МПа; F’= 0,05;
7= 0,7; у = 3°; d = 0,1)
симумов холодопроизводительности т]^ и потока окружного мо-
мента импульса охлажденного потока по ц. Это свидетельствует
о том, что положения гипотезы взаимодействия вихрей таким об-
разом косвенно подтверждаются. Дополнительный поток, посту-
пая в камеру энергоразделения незакрученным, по мере продви-
жения к отверстию диафрагмы раскручивается периферийным
квазипотенииальным вихрем. Чем интенсивней энергомассопе-
ренос между периферийными и приосевыми слоями, тем больше
эффекты энергопереноса и тем больший импульс передается к
охлажденному потоку, что и подтверждают результаты опытов.
Большую роль в работе вихревой трубы с дополнительным по-
током играет диффузор. Его влияние на степень расширения в
вихре подробно исследовали А.П. Меркулов и Н.Д. Колышев
[119] при изучении самовакуумируюшихся вихревых труб. В ви-
хревой трубе с дополнительным потоком некоторые из них под-
твердились. Ими были даны рекомендации по оптимальным ха-
рактерным геометрическим параметрам щелевого диффузора,
позволяющим получить наибольшую степень расширения в
вихре п' при фиксированной степени расширения в вихревой
трубе Tip а следовательно, и наибольшие эффекты охлаждения. В
частности, радиус перехода от камеры энергоразделения к перед-
87
Рис. 2.28. Зависимость п (а) и п (б) от р для вихревых труб различной кон-
струкции (Р*= 0,5 МПа; /?= 298К):
1 — цилиндрическая А.П. Меркулова; 2 — коническая В.И. Метенина; 3 — кони-
ческая В.А. Сафонова; 4 — с дополнительным потоком Ш.А- Пиралишвили
ней стенке диффузора Лдиф= 0,3, а диаметр самого
диффузора на оптимальных режимах работы, обеспечивающих
максимально достигаемую степень расширения в вихре,
= Дшф/^тр= 4. Оптимальная щель диффузора в самовакуумирую-
шихся вихревых трубах АДИф= 8^*/^= 0,06. Работа вихревой
трубы с дополнительным потоком (ц » 0) заметно отличается от
работы самовакуумирующейся вихревой трубы (и = 0). Увеличен-
ный расход газа через камеру энергоразделения, вызванный вду-
вом дополнительного потока, в два раза больший, чем в обычной
противоточной трубе, требует примерно пропорционального уве-
личения щели диффузора, что и было экспериментально под-
88
G,+G =G+G, (2.46)
1 ДОП X Г’ v '
энергии в энтальпийной форме
Z* + У • = J* + J . (2.47)
Предполагая газ идеальным Ср= const и учитывая равенство
(2.45) и вытекающее из него следствие
Ц=Ч> (2.48)
можно свести уравнения сохранения к виду
Л* + мг; + т;-, = и, сдоп= g„ g= gv (2.49)
На рис. 2.24 показана схема конструкции вихревой трубы с до-
полнительным потоком, а на рис. 2.25—2.27 — результаты проду-
вок в виде зависимостей безразмерной относительной эффектив-
ности 0Х и адиабатного КПД процесса энергоразделения от
режимных и геометрических параметров. Для увеличения ради-
ального градиента давления и повышения эффективности про-
цесса энергоразделения дроссельное устройство было выполнено
в виде щелевого диффузора. При прочих равных условиях 5даф
определяет распределение давления внутри камеры энергоразде-
ления. Опыты показали, что относительная величина этой щели,
обеспечивающая максимальную холодопроизводительность вих-
ревой трубы, близка к 0,01. Проверка этой рекомендации при
различных давлениях подтвердила этот вывод.
На рис. 2.26 изображены характеристики трубы для различных
значений длины камеры энергоразделения, а на рис. 2.27 — за-
висимость T]M и окружного момента импульса охлажденного по-
тока от относительной доли охлажденного потока при различной
длине камеры энергоразделения.
Неоднозначная зависимость работы двухконтурной трубы от
длины, прослеживаемая по результатам опытов, не позволяет
произвести анализ, однако, можно утверждать, что в области
а < 1.0 по абсолютным эффектам охлаждения и температурной
эффективности предпочтение следует отдавать более длинной
тевятикалибровой трубе. Интерес представляет неустойчивый ре-
жим работы трехкалибровой трубы в области 0,9 < ц < 1,1. Без-
размерные эффекты охлаждения в опытах при ц « 1,0 изменяют-
ся скачкообразно (см. рис. 2.26). Практически одному аргументу
35
Рис. 2.25. Зависимость 9Х (а) и т]ш (б) от относительной доли охлажденного^пото
ка и при различном щелевом зазоре (Л‘=0,4 МПа; 77=298 К; / = 9; г = 0,7
Рис. 2.26. Зависимость относительной эффективности охлаждения (а) и подо-
грева (б) от относительной доли охлажденного потока ц при различной длине
камеры энергоразделения (Р,*= 0,4 МПа; F= 0,05; у = 3°; г = 0,7)
1,0134; 4 - 0,016/
ц соответствуют два режима работы с 0*= 0,91 и0' = 0,95. Пере-
ход с одного режима на другой происходил самопроизвольно без
вмешательства оператора. Внешне процесс перехода сопровож-
дался ощутимым на слух изменением акустических характери-
стик вихревой трубы. Максимальная холодопроизводительность
достигнута на режиме ц = 1,2. Характерен факт совпадения мак-
86
тверждено. Оптимальная длина щели диффузора у вихревых труб
с дополнительным потоком Ддаф= 0,01.
Оптимальное значение площади соплового ввода для вихревых
труб с дополнительным потоком зависит от давления на входе в
сопловой ввод, уменьшаясь с его ростом. В исследованном диа-
пазоне давлений (0,2—0,6 МПа) при истечении в окружающую
среду с достаточной степенью точности для расчета можно ис-
пользовать зависимость
Fcom= 0,08 -0,1л;. (2.50)
Рекомендации по оптимальной геометрии впоследствии были
подтверждены на неадиабатных вихревых энергоразделителях с
рециркуляцией подогретых масс газа, используемых после охла-
ждения для организации дополнительного потока.
На рис. 2.28 показана зависимость адиабатного т] и эксерге-
тического т]^ КПД от ц для адиабатных вихревых труб различных
конструкции.
2.5. Реверсивные режимы работы вихревых труб
При определенных условиях (определенном сочетании режим-
ных и геометрических параметров) наблюдается реверс вихревой
трубы, заключающийся в том, что из отверстия диафрагмы исте-
кают не охлажденные, а подогретые массы газа. При этом полная
температура периферийного потока, покидающего камеру энер-
горазделения через дроссель, ниже исходной. А.П. Меркуловым
введено понятие вторичного вихревого эффекта [116] и предпри-
нята попытка его объяснения, основанная на теоретических по-
ложениях гипотезы взаимодействия вихрей. При работе вихревой
трубы на сравнительно высоких степенях закрутки в приосевой
зоне отверстия диафрагмы вследствие существенного снижения
уровня давления в области, где статическое давление меньше да-
вления среды, в которую происходит истечение (Р< Р‘), возни-
кает зона обратных в осевом направлении течений, т. е. в отвер-
стии диафрагмы образуется рециркуляционная зона. При неко-
тором сочетании режимных и геометрических параметров взаи-
модействие зоны рециркуляции и вытекающих элементов в виде
кольцевого закрученного потока из периферийной области диа-
фрагмы приводит к образованию вихревой трубы, наружный
89
Рис. 2.29. Схема образования вторичных течений, объясняющих реализацию вто-
ричного вихревого эффекта на режиме реверса
контур которой ограничен неподвижной окружающей средой.
При этом, как и в обычной вихревой трубе, периферийные мас-
сы (т. е. истекающие из отверстия диафрагмы) будут охлаждать-
ся, а приосевые массы (вносимые рециркулирующим потоком в
камеру энергоразделения через оставшуюся часть проходного се-
чения отверстия диафрагмы) — охлаждаться. Поступая в камеру
энергоразделения и смешиваясь с газом внутри нее, они истека-
ют из отверстия в дросселе в виде охлажденного потока.
В принципе, рассматривая всю систему течений в целом, мы
имеем как бы две вихревые трубы: одна, ограниченная реальной
поверхностью действительной вихревой трубы, работает по схе-
ме течения в прямоточных вихревых трубах, а вторая — с газовы-
ми «границами» контура, охватывающими истекающий и рецир-
куляционные потоки,— работает как обычная противоточная ви-
хревая труба (рис. 2.29).
Такую модель можно рассматривать как компромиссную меж-
ду выдвинутой А.П. Меркуловым моделью реверса в виде втори-
чного вихревого эффекта и моделью вторичных течений, предло-
женной Линдерстремом-Лангом [236] и развитой авторами рабо-
ты [70] и Р.З. Алимовым [28]. При определенных условиях в ка-
мере энергоразделения происходит перестройка профилей тан-
генциальной, аксиальной и радиальной скоростей с образовани-
ем слоистых течений, в которых периферийный поток частично
за счет радиальной составляющей начинает истекать в виде коль-
цевого потока из отверстия диафрагмы в окружающую среду в
виде интенсивно закрученного потока, обмениваясь импульсом,
массой и энергией с рециркулирующим потоком из окружающей
среды. В периферийный поток при этом будет перекачиваться
энергия из возвратного приосевого. Охлажденные массы газа ре-
90
Рис. 2.30. Вторичный вихре-
вой эффект (реверс вихревой
трубы) для четырех видов
вихревых труб [204] 6
мм, 4,0; и,)
циркулирующего вихря частично подмешиваясь в камере энерго-
разделения к периферийному вихрю и обмениваясь теплом с его
элементами снижают среднемассовую энтальпию элементов газа,
покидающих вихревую трубу через дроссель. Очевидно, и в этом
случае в сечении, расположенном у дросселя, слои, лежащие
ближе к оси, характеризуются более низким уровнем полной
температуры, как в вихревой трубе прямоточного типа. Пример-
ная газодинамика потока на таком режиме, реализующем втори-
чный вихревой эффект, показана на рис. 2.30.
Обычно исследователи редко экспериментируют в таких дале-
ких от оптимальных областях сочетания параметров, управляю-
щих работой вихревых труб. Это вполне объяснимо, так как ча-
ще всего они преследуют цель повышения эффективности труб,
опираясь на уже известные по публикациям результаты.
Ю.В. Чижиковым был проведен ряд испытаний, в которых пара-
метры значительно выходили за пределы значений, близких к
оптимальным. Исследования проводились на вихревых трубах
при d = 6 мм и 71^= 4. Результаты исследования показаны на
рис. 2.30.
Сочетание геометрических и режимных параметров вихревых
труб 3 и 4 близки к оптимальным. Труба 4 предназначалась для
получения максимальных эффектов охлаждения, а труба 3 по от-
носительному радиусу отверстия диафрагмы проектировалась на
91
Рис. 2.31. Установка для выявления вторичного вихревого эффекта _(а) и
зависимости Гх* (б) и Ро (в) от Р/ при Т{= 293 К и различных значениях гл
максимальную холодопроизводительность. Параметр нагрузки
Лв= l/(FcTt^) имеет для трубы 4 близкое к оптимальному значе-
ние. Для к =1,4 и Рх= 0,1 МПа лвгтг= 3,27. Увеличение лв
(лв > Дв"1) приводит к снижению максимально достигаемых абсо-
лютных эффектов охлаждения и температурной эффективности
Лт (труба 3). Снижение т)в ((лв < Лв"7) обусловливает не только
уменьшение температурной эффективное™ процесса энергораз-
деления, но и в некоторых случаях (при da > 0,65) реверсирова-
ние вихревой трубы даже при сравнительно больших значениях
ц. Вихревые трубы 1 и 2 имеют принципиально различающиеся
характеристики. На режимах работы ц < 0,33 из отверстия
диафрагмы вытекает нагретый поток. На режиме ц = 0,18 эффект
реверсивности максимален, после чего при дальнейшем умень-
шении ц он снижается. В конструктивном отношении вихревые
трубы 1 и 2 имели существенно переразмеренные сопловые
вводы, отличающиеся в большую сторону от оптимального в 2,5
92
раза. Угол конусности камеры энергоразделения у трубы 7
а = 2,0°, а у трубы 2— 5°. Реверсивные режимы работы вихревых
труб при малых ц наблюдали В.П. Алексеев [14] и А.П. Меркулов
[116]. Для подтверждения объяснения вторичного вихревого эф-
фекта А.П. Меркулов провел эксперимент на вихревой трубе с
замкнутым цилиндрическим объемом, установленным за отвер-
стием диафрагмы [116]. К сожалению, в источнике нет информа-
ции о формировании дроссельного устройства. Очевидно, сброс
«подогретых» масс газа, осуществляемый в окружающую среду,
подтверждает аналогию с прямоточной вихревой трубой. Резуль-
таты продувок и схема установки показаны на рис. 2.31. Как вид-
но, вторичный вихревой эффект достаточно заметен. При
7Д= 0,8, P^j=0,45 МПа Д Гхв = — Т* = —55 К , т.е. среднемассо-
вая температура «охлажденного» потока во вторичном вихревом
эффекте на 55 К ниже, чем у исходного потока.
2.6. Влияние масштаба вихревых труб на эффекты
энергоразделения
Влияние масштабного фактора, проявляющееся в зависимости
термодинамической эффективности процесса энергоразделения
от диаметра камеры энергоразделения, было обнаружено Хил-
шем [229], а впоследствии подтверждено многочисленными
опытными результатами других авторов [40,68,112,116]. Все
экспериментаторы отмечают рост эффективности энергоразделе-
ния вихревых труб с увеличением диаметра камеры энергоразде-
ления. Этот вывод справедлив для вихревых труб с различными
диаметрами, даже при разном конструктивном исполнении. Та-
кая устойчивая зависимость не может быть однозначно объясне-
на с позиций термогазодинамики закрученного потока, тем не
менее опыты (рис. 2.32) подтверждают ее существование. В [116]
показано, что данные различных авторов для труб разных диа-
метров при одной и той же степени расширения в вихревой тру-
бе хорошо укладываются на одну прямую, а следовательно, мо-
гут быть описаны линейной зависимостью
^ = 0,005(^-33), (2.51)
где ДА — поправка температурной эффективности на масштаб.
93
Рис. 2.32. Зависимость эф-
фекта охлаждения (1-2) и
температурной эффектив-
ности (3~4) от масштаба вих-
ревой трубы [116]:
1, 3-Г;=293 К; Р: = 0,5
МПа; 2, 4- Г= 293 К;
Р\= 0,3 МПа; 5 — Р. Хильш;
6 — В.С. Мартыновский; 7 —
А.П. Меркулов
С учетом (2.51) температурная эффективность ht вихревой тру-
бы диаметром
П = h + Ай, (2.52)
где Ай берется из соответствующей данному типу и геометрии
экспериментальной характеристики вихревой трубы d^ 33 мм.
Это предложение А.П. Меркулова основано на том факте, что
при d^ > 33 мм влияние роста диаметра трубы на эффективность
энергоразделения прекращается. В то же время трубы с
d^ >33 мм достаточно редко применяются, так как требуют боль-
шого расхода сжатого газа. Поэтому при больших расходах сжа-
того газа расчет вихревых энергоразделителей можно осуществ-
лять без поправки на масштаб.
Влияние масштабного фактора, не укладываясь в понятие те-
ории подобия физических явлений, требует теоретического обо-
снования, которое может быть выполнено на базе гипотезы вза-
имодействия вихрей.
2.7. Вихревые трубы при высокой температуре на входе
(Т/ > 1000 К)
Выше отмечалось, что с ростом температуры абсолютные эф-
фекты охлаждения возрастают, а температурная эффективность
практически неизменна (40, 112, 116]. В последнее время вихре-
вые трубы находят применение в авиационной и ракетной тех-
нике, в теплоэнергетической отрасли там, где температура газа
на входе может существенно превышать умеренные положитель-
94
Рис. 2.33. Высокотемпературная вихревая труба:
1 — сопловой ввод; 2 — камера энергоразделения; 3 — раскручивающая кресто-
вина; 4 — дроссель; 5 — диафрагма; 6,7— измерительный участок; 7—12 — про-
точный калориметр
ные температуры [34-40, 86, 141, 144, 152, 153]. Характеристики
вихревых труб в диапазоне 1000 < Т< 3000 К и выше помогут ра-
зобраться в зависимости эффектов энергоразделения от физиче-
ских свойств веществ. Известно, что с ростом температуры на-
ступают эффекты диссоциации, ионизации, при которых обяза-
тельны энергетические процессы, связанные с распадом молекул
или с выходом электронов, что должно заметно влиять на про-
цессы перераспределения энергии. Опыты были проведены на
высокотемпературной трубе (рис. 2.33), все элементы которой
были выполнены так, что позволяли осуществлять водяное охла-
ждение.
Блочная конструкция узлов трубы позволяла их заменять при
выходе из строя или смене геометрического параметра. Диаметр
цилиндрической камеры энергоразделения d = 20 мм, а ее дли-
на I = 9г/тр. Камера снабжена спрямляющей крестовиной на «го-
рячем» конце. Давление измеряли манометрами класса точности
1,5, а температуру — термопарами групп ХК, ХА и ПП. В каче-
стве вторичной аппаратуры при измерении температуры исполь-
зовали самописцы типа КСП-4 соответствующих градуировок.
Методика обработки результатов учитывала теплопотери и дава-
ла возможность измерять температуру до 2500 К. Метрологичес-
кое обеспечение опытов позволяло измерять температуру с отно-
сительной погрешностью 5,9%, давление — 2,8%, расходы —
95
сокотемпературной вихревой трубы от температуры на входе при различных
значениях ц (я^,= 0,5; /к= 9,0; Fc= 0,1; 7а= 0,5)
4,0%, относительную долю охлажденного потока ц — 5,4%, без-
размерные температуры подогретого потока 0г — 7,8%, охлаж-
денного потока 0Х— 5,1%.
Результаты экспериментов (рис. 2.34 и 2.35) подтверждают за-
висимость характеристик трубы от теплофизических свойств и
состояния термодинамической системы. Абсолютные эффекты
подогрева для всех трех режимов работы (см. рис. 2.34) при
р = 0,8-Ю,5 растут до температуры порядка 1500 К, после чего их
темп роста снижается и, пройдя через максимум, начинает
уменьшаться.
Этот эффект может быть объяснен падением с ростом темпе-
ратуры показателя адиабаты, кроме того, начиная с температуры
1700 К, дополнительное отрицательное влияние на эффекты по-
догрева и положительное на эффекты охлаждения оказывают за-
траты тепла, идущие на процесс диссоциации газа, степень кото-
рого в диапазоне 1700—2500 К возрастает. В диапазоне
1000—1500 К падение показателя адиабаты достаточно интенсив-
но и не может быть скомпенсировано некоторым ростом значе-
ния газовой постоянной. Это вызывает снижение общего уровня
скоростей, следствием которого являются уменьшение радиаль-
ного градиента давления и падение относительных сдвиговых
скоростей периферийных и приосевых масс газа. Уменьшение
сдвиговых скоростей обусловливает снижение уровня турбулент-
96
Рис. 2.35. Зависимость относительной температуры подогрева 9‘ (а) и охлажде-
ния 9* (б) масс газа от температуры на входе:
1 - расчет; 2 - ц = 1,0 (ж^= 0,6); 3 - 1,0; 4 - 0,8; 5 - 0,7; 6 - 0,51
ности в приосевой зоне и в области оадиуса разделения вихрей
Т2, что и вызывает снижение темпа роста эффектов подогрева.
Кроме того, на эффект подогрева существенно влияет диссоциа-
ция компонентов, входящих в смесь продуктов сгорания кероси-
на в воздухе, которую используют в опытах в качестве рабочего
тела. Диссоциация приводит к дополнительному уменьшению
эффектов подогрева и увеличению эффектов охлаждения, что
особенно заметно при больших значениях ц (рис. 2.35).
Рост температуры подогретых масс газа вызывает нарушение
равновесия диссоциирующего газа, в результате чего возникает
химическая реакция, направление которой в соответствии с пра-
вилом Ле-Шателье—Брауна вызывает снижение фактора, вы-
звавшего нарушение равновесия, т. е. снижение эффектов подо-
грева и увеличение эффектов охлаждения. Очевидно, проявление
этого правила тем интенсивнее, чем больше темп роста фактора,
вызвавшего нарушение равновесия. Этим можно объяснить рост
темпа снижения эффектов с повышением температуры и относи-
тельной доли охлажденного потока.
97
Глава 3
Макро- и микроструктура потоков в камере
энергоразделения вихревых труб
Микро- и макроструктура закрученного потока представляют
особый интерес для понимания физического механизма процес-
сов течения и тепломассообмена. На структуру турбулентного те-
чения существенно влияют особенности радиального распреде-
ления осредненных параметров и кривизна обтекаемой газом по-
верхности. При этом поле турбулентных пульсаций при закрутке
всегда трехмерно и имеет особенности, отличающие его от тур-
булентных характеристик осевых течений 116, 27, 155, 156]. Од-
но из основных и характерных отличий состоит в том, что в ка-
мере энергоразделения вихревой трубы наблюдаются значитель-
ные градиенты осевой составляющей скорости, характеризующие
сдвиговые течения. Эти градиенты наиболее велики на границе
разделения вихря в области максимальных значений по сечению
окружной составляющей вектора скорости. Приосевой вихрь мо-
жно рассматривать как осесимметричную струю, протекающую
относительно потока с несколько отличной плотностью, и есте-
ственно ожидать при этом появления эффектов, наблюдаемых в
слоях смешения струй [137, 216, 233], прежде всего, когерентных
вихревых структур с детерминированной интенсивностью и ди-
намикой распространения. Экспериментальное исследование
турбулентной структуры потоков в вихревой трубе имеет свои
специфические сложности, связанные с существенной трехмер-
ностью потока и малыми габаритными размерами объекта иссле-
дования, что предъявляет достаточно жесткие требования к экс-
периментальной аппаратуре. В некоторых случаях перечислен-
ные причины делают невозможным применение традиционных
98
{термоанемометрических и др.) методов измерения. Использова-
ние оптических бесконтактных систем (ЛДИС) существенно ог-
раничивается спецификой конструкционных особенностей
вихревых труб (кривизной поверхности, наличием затеняющих
элементов). Очевидно, эффективной будет комбинация тех и
других методов для исследования различных участков и параме-
тров потока в вихревых трубах. В соответствии с воззрениями
последних лет турбулентность считают более организованной и
детерминированной [234]. Этот факт обусловливает актуальность
визуальных методов изучения характерных особенностей макро-
и микроструктуры турбулентных закрученных течений.
3.1. Распределение термогазодинамических параметров
по объему камеры энергоразделения вихревых труб
Макроструктуру потоков изучали как отечественные, так и за-
рубежные авторы [112, 116, 146, 168, 184, 204, 209, 227, 236, 245,
265]. Уже первые исследователи столкнулись с непреодолимыми
трудностями зондирования потока в камере энергоразделения
вихревой трубы и были вынуждены прибегнуть к методам визуа-
лизации. Шепер [156] предпринял одну из первых попыток вы-
явления характерных особенностей течения закрученного потока
в трубе на различных режимах работы по ц, используя для этой
цели визуализацию дымом и шелковыми нитями. Опыты стави-
лись при rfTp= 38 мм и позволили выявить четыре наиболее хара-
ктерных режима ее работы, различающихся диапазоном и харак-
терными значениями относительной доли охлажденного потока:
р < 0 — режим эжектирования газа через отверстие диафрагмы
(режим вакуум-насоса); р = 0 — режим рециркуляции охлажден-
ного потока через отверстие диафрагмы; 0 < ц < 1, — режим,наи-
более часто встречающийся в технических устройствах, и р — 1 —
режим дросселирования с элементами энергоразделения и созда-
ния локальных зон повышенной температуры в сечении, удален-
ном от соплового ввода. Позднее Ш.А. Пиралишвили и
А.П. Меркуловым был исследован еще один возможный режим
(р > 1) на вихревой трубе с дополнительным потоком [120, 135,
147]. Результаты визуализации выявили наличие двух закручен-
ных потоков, имеющих противоположную ориентацию по на-
правлению осевой составляющей скорости. Используя предшест-
99
вующие исследования и результаты собственных опытов,
В.П. Алексеев и А.П. Меркулов пришли к выводу о перестройке
вдоль камеры энергоразделения периферийного квазипотенци-
ального вихря в вынужденный приосевой закрученный поток,
вращающийся по закону, близкому к закону вращения твердого
тела (со = const) [13, 14, 115, 116]. Отмеченные исследования бы-
ли проведены в 60-е годы и их основополагающие результаты, а
также результаты зарубежных исследователей [227, 234, 237, 246,
255, 261, 265, 268] обобщены в монографиях [35, 94, 164]. В боль-
шинстве проведенных исследований измере аничивались лишь
установлением качественных зависимостей распределения пара-
метров по объему камеры энергетического разделения в виде
функций от режимных и геометрических параметров. Сложность
проведения зондирования в трехмерном интенсивно закручен-
ном потоке определяется не только малыми размерами камеры
энергоразделения, но и радиальным градиентом давления, вызы-
вающим перетекание газа по поверхности датчика, а следова-
тельно, искажающим данные измерений. В некоторых исследо-
ваниях [208] предпринята попытка определения расчетным мето-
дом поправки на радиальные перетечки с последующим учетом
при построении кривых (эпюр) распределения параметров в ха-
рактерных сечениях. Опубликованные данные порой имеют про-
тиворечивый характер и трудно сопоставимы, так как практиче-
ски всегда имеются отличительные признаки в геометрии основ-
ных элементов и соотношении характерных определяющих про-
цесс параметров.
Рассмотрим наиболее достоверные, на наш взгляд, исследова-
ния макроструктуры потока в порядке хронологического разви-
тия формы камеры энергоразделения.
В [208] приведены результаты продувок цилиндрической тру-
бы диаметром 66 мм, работающей на сжатом воздухе, длина ка-
меры энергоразделения которой составляла 9 калибров. В неко-
торых опытах ее длину за счет фланцевого сочленения могли уд-
линять до 21 калибра. Конструкция трубы позволяла осуществ-
лять смену соплового аппарата и диафрагмы. Диафрагму выпол-
няли из оргстекла в целях снижения радиального перетока тепла
по материалу конструкции от сжатого газа к охлажденным мас-
сам газа, истекающим из центрального отверстия через диффу-
зорный канал с углом раствора 9°. Раскрутку потока на горячем
100
конце осуществляли установкой спрямляющей крестовины на
конце камеры энергоразделения, примыкающем к дроссельному
устройству. Параметры потока измеряли траверсированием дат-
чиками в пяти сечениях. В качестве датчика полного и статиче-
ского давлений использовали шаровой пятиканальный зонд с
диаметром головки 4,6 мм. Полную температуру измеряли тер-
мозондом с диаметром армировки 2 мм.
Основной спор обычно возникает при обсуждении профиля
окружной составляющей скорости, которую чаще всего описыва-
ют комбинированным вихрем Рэнкина с изменением окружной
скорости в периферийной области по закону Г г = const. В при-
осевом квазитвердом вынужденном вихре (о = const) эта зависи-
мость имеет вид V^/r = const. В общем случае профиль тангенци-
альной скорости может быть описан зависимостью
К/г" = const, (3.1)
где п принимает различные положительные и отрицательные
значения для периферийного и приосевого вихрей в зависимости
от режима работы трубы.
А.Н. Штым [208] на основе анализа проделанных опытов и
взглядов на физику явления предлагает аппроксимировать хара-
ктер распределения окружной скорости в виде непрерывной
функции
= (2r/(l + r2)f , (3.2)
где m — форм-параметр, зависящий от индивидуальных особен-
ностей камеры (начальных условий генерации вихря, геометри-
ческих характеристик, режима работы и т. п.); 7— безразмерный
радиус (0 < 7 < 1).
Обработка опытных данных исследования вихревой трубы с
оптимальными характеристиками аппроксимация m от ц и х поз-
волила получить зависимость
m = 3,53 - 3,43ц - 0,197х + 0,296цх, (3.3)
где х — относительная осевая координата, определяющая поло-
жение поперечного сечения, для которого рассматривается эпю-
ра тангенциальной составляющей скорости.
Форм-параметр зависит от относительной доли охлажденного
101
Рис. 3.1. Зависимость окружной скорости от параметров вихревой трубы [208]:
а- х=2,42 (7), 5^54 (2-4); р = 0,0 (1, 2), 0,26 (3), 0,31 (4); б-7^= 3,77 (7), 2,85
(2), 1,94 (3); в - F= 0,0921 (7-3), 0,081 (4), 0,1547 (5); d = 0,508 (7), 0,306 (2),
0,700 (3), 0,508 (4), 0,506 (5); г- р = 0,0 ( 7), 0,26 ( 2), 0,64 (3), 0,81 (4)
потока, уменьшаясь вдоль камеры энергоразделения по мере
продвижения к дроссельному устройству. С ростом отверстия
диафрагмы (меньшее диафрагмирование) форм-параметр увели-
чивается и уменьшается с ростом относительной площади про-
ходного сечения сопел. Эти закономерности аналогичны зако-
номерностям в циклонно-вихре вых камерах [208]. Форм-пара-
метр функционально связан с границей ядра потока
т = 0,779(пя-1,1)-°-4. (3.4)
Выражения (3.2—3.4) могут быть использованы для расчета
распределения окружной составляющей скорости по сечению ка-
меры энергетического разделения. Получены они на основе
обобщения опытных данных (рис. 3.1).
Результаты опытов А.Н. Штыма качественно хорошо согласу-
ются с данными других исследователей [18, 112, 146, 184, 204,
227, 236]. По мере продвижения периферийного квазипотенци-
ального вихря к дросселю уровень окружных скоростей непре-
рывно уменьшается на всех по ц режимах работы вихревой тру-
102
бы. При этом радиус разделения вихрей 7, совпадающий с мак-
симумом значения окружной скорости И ах, уменьшается, т. е.
максимум окружной скорости смещается к оси (см. рис. 3.1,а).
Интенсивнее всего процесс снижения г2= гфтах происходит в
коротких трубах с устройствами раскрутки потока, устанавлива-
емыми непосредственно перед дросселем. Например, в камере
энергоразделения с крестовиной на «горячем» конце. Изменение
степени расширения газа в вихревой трубе практически не
влияет на место расположения И ах, а существенно изменяет
лишь модуль вектора окружной скорости_(см. рис. 3.1,6). Влия-
ние относительного диаметра диафрагмы da и безразмерной пло-
щади проходного сечения сопла закручивающего устройства Fc
различается противоположным по знаку воздействием на макро-
структуру потока (рис. 3.1,в). Рост da и снижение Fc сопровожда-
ется смещением К тах и 7к стенке камеры энергетического раз-
деления. Одновременно вытягивается эпюра распределения ок-
ружной скорости, т. е. снижается наполнение ее профиля
V =f(r) в квазитвердой области приосевого вихря. И наоборот,
уменьшение da и увеличение Fc приводит к смещению 7 и И тах
к оси и росту степени наполнения профиля. Качественно зави-
симость V=f(da,Fc) похожа на аналогичную в циклонно-вихре-
вых камерах [208]. Характер распределения окружной скорости
подтверждает обоснованность предположения о квазитвердом
вращении приосевой части потока в некоторой области. По
мнению автора [208] с ростом относительной доли охлажденно-
го потока область квазипотенциального вращения занимает все
большую часть объема трубы. Однако многие авторы [112, 184,
268] считают, что с ростом ц возрастает протяженность зоны пе-
рехода от квазитвердого вихря к квазипотенциальному, что свя-
зано с энергетикой вихревой трубы. Изменение профиля угловой
скорости закрученного потока в сечении камеры энергоразделе-
ния, удаленном от соплового ввода на расстояние, равное при-
мерно четырем калибрам (см. рис. 3.1,г), также подтверждает на-
личие в приосевой области зоны квазитвердого вращения, кото-
рая в некоторых случаях наблюдается до достаточно высоких
значений щ Однако с уменьшением значений относительной до-
ли охлажденного потока линейная область изменения угловой
скорости вращения приосевых масс газа становится более отчет-
аивой. Такое поведение эпюры окружной и угловой скорости
юз
Рис. 3.2. Осевая составляющая скорости V [208]:
а - 7 = 0,0921, Зд= 0,508, х= 3,96, тг = 3,77, ц = 0,0 (7), 0,26 (2), 0,54 (3), 0,81 (4>;
б-7 = 0,0921, Зд= 0,508, к = 3,77, ц = 0,67, х = 2,42 (7), 3,96 (2), 7,10 (3), 8,54
(4); в- х=5,54, л = 3,85, ц = 0,26, ~d~ 0,508 (7, 4, 5), 0,30 (2), 0,70 (3);
Fc= 0,0921 (7, 2, 3), 0,081 (4), 0,1547 ( 5)
вращения квазивынужценного вихря может быть объяснено с
энергетических позиций [37, 38, 122, 137, 147, 228]. Диссипатив-
ные моменты, связанные с генерацией турбулентных пульсаций
и последующей ее диссипацией, приводят к тому, что при боль-
ших р запаса окружного момента импульса исходного потока
оказывается недостаточно, чтобы «раскрутить» приосевые массы
квазивынужденного вихря, покидающие камеру энергоразделе-
ния через отверстие диафрагмы, до вращения по закону твердо-
го тела (со = const), что получило экспериментальное подтвер-
ждение в [146]. Существование переходной зоны требует обоб-
щения зависимости окружной скорости радиуса в виде непре-
рывного профиля.
104
Осевая составляющая скорости Vz сопоставима с окружной,
хотя и несколько уступает ей по величине по всей длине камеры
энергоразделения, а в приосевой области при больших относи-
тельных долях охлажденного потока даже может ее превосходить
(рис. 3.2,а). С ростом ц осевая скорость периферийных масс
снижается, но возрастает осевая скорость приосевых масс, что
хорошо согласуется с гипотезой взаимодействия вихрей.
Этот факт имеет достаточно прозрачное физическое объясне-
ние. При неизменных геометрии трубы и степени расширения в
ней увеличение ц достигается прикрытием дросселя, т. е.
уменьшением площади проходного сечения для периферийных
масс газа, покидающих камеру энергоразделения в виде подогре-
того потока. Это равносильно увеличению гидравлического со-
противления у квазипотенциального вихря, сопровождающегося
ростом степени его раскрутки, увеличением осевого градиента
давления, вызывающего рост скорости приосевых масс газа и
увеличение расхода охлажденного потока. Наибольшее значение
осевая составляющая скорости имеет в сечениях, примыкающих
к диафрагме, что соответствует опытным данным [116, 184, 269]
и положениям усовершенствованной модели гипотезы взаимо-
действия вихрей. На критических режимах работы вихревой тру-
бы при сравнительно больших относительных долях охлажденно-
го потока 0,6 < ц < 0,8 течение в узком сечении канала отвода ох-
лажденных в трубе масс имеет критическое значение. Осевая со-
ставляющая вектора полной скорости (см. рис. 3.2,о), хотя и
меньше окружной, но все же соизмерима с ней, поэтому прене-
брегать ею, как это принималось в физических гипотезах на ран-
них этапах развития теоретического объяснения эффекта Ранка,
недопустимо. Сопоставление профилей осевой составляющей
скорости в различных сечениях камеры энергоразделения (см.
рис. 3.2,6) показывает, что их уровень для классической раздели-
тельной противоточной вихревой трубы несколько выше для
приосевых масс газа. Максимальное превышение по модулю осе-
вой составляющей скорости составляет примерно четырехкрат-
ную величину.
Анализ профиля распределения осевой скорости подтверждает
существование режимов работы трубы, при которых наблюдает-
ся возвратное течение в центральной области отверстия диафраг-
мы — вторичное рециркуляционное движение, направленное
105
внутрь объема камеры энергоразделения (см. рис. 3.2,в). Повы-
шению интенсивности возвратного приосевого вторичного тече-
ния способствуют отсутствие раскручивающих поток устройств в
виде крестовины, сокращение протяженности камеры энергораз-
деления и увеличение диаметра отверстия в диафрагме. Возврат-
ное рециркуляционное течение было обнаружено Шепером [255]
при изучении макроструктуры течения в вихревой трубе методом
визуализации потока и подтверждено А.П. Меркуловым и
Н.Д. Колышевым при зондировании самовакуумирующейся вих-
ревой трубы [116]. Впоследствии оно было более подробно изу-
чено в опытах А.Н. Штыма [208] на длинной вихревой трубе
(/= 21) при ц = 0и оптимальной геометрии трубы. Возвратное
течение наблюдалось вплоть до дросселя. При этом возвратное
течение было относительно небольшим в режиме реверса вихре-
вой трубы, воспроизводимого при d = 0,9. Автор, так же, как и
А.П. Меркулов, считает, что возвратное течение служит причи-
ной реверсивных режимов работы вихревых труб при их незна-
чительном диафрагмировании. С ростом ц возрастает радиус раз-
деления вихрей 7, определяющий границу между периферийным
и приосевым вихрями, массовый расход в приосевой зоне воз-
растает, а вторичное рециркуляционное течение вырождается
[111, 209].
В меньшей степени изучен характер распределения в камере
энергоразделения вихревых труб радиальной компоненты Vr век-
тора скорости V(K , Й., Кг).
Это связано с трудностями, определяемыми, с одной стороны,
малыми размерами вихревых труб, а с другой — существенными
радиальными градиентами параметров, что усложняет само изме-
рение и заметно снижает его точность. Зонды калибруют обыч-
но в безградиентном комбинированном потоке, что приводит к
появлению заметной по величине систематической погрешности
при измерении в трехмерном закрученном потоке сжимаемой
жидкости в условиях высоких значений радиального градиента
давления.
Пренебрежение радиальным стоком, вызванным конечными
размерами датчика при измерении радиальной составляющей
скорости, обусловливает относительную погрешность, величина
которой достигает 50% (рис. 3.3).
Профили радиальной скорости, измеренные с учетом попра-
106
Рис. 3.3. Относительные погрешно-
сти определения [208]:
/— <рр 2— &Р„, 3 — Vr (в случае
пренебрежения градиентами давле-
ния и скорости при измерении
шаровых зондов)
Рис. 3.4. Изменение профиля радиаль-
ной скорости по длине вихревой трубы
[208] (м =_0; ^=3,77; d= 0,508; F=
= 0,0921; /=9):
7 - х = 2,42; 2 - 3,96; 3 - 5,54; 4 -
7,1
вок на градиентность потока, показаны на рис. 3.4. Их интенсив-
ность вызвана условиями стока из периферийного вихря и опре-
деляет характер формирования приосевого вынужденного тече-
ния охлажденных масс газа. Максимум радиальной скорости по
своему радиальному расположению находится в районе кромки
отверстия диафрагмы [208].
По своей структуре результаты измерений профилей распреде-
ления составляющих вектора скорости качественно сходны во
многих исследованиях [146, 184, 208, 236], о чем можно судить по
данным рис. 3.5. Составляющие скорости выражены в относи-
тельных величинах как отношение к средней скорости истечения
струи газа на выходе из соплового ввода И, [184]. Эпюры распре-
деления окружной и осевой составляющих скоростей по характе-
ру практически не отличаются от приведенных в [208]. Некоторое
расхождение наблюдается в эпюрах распределения радиальной со-
ставляющей вектора скорости. В периферийных слоях радиальная
составляющая направлена к стенке камеры энергоразделения, а в
центральных слоях — к оси. Поверхность смены направления ра-
диальной компоненты на противоположное совпадает с радиусом
107
1
3
Рис. 3.5. Эпюры тангенциальной Кф, осевой Vz и радиальной Vr составляющих
скорости движения газа 0,0528 м; dn= 0,0235 М; /= 2 м; а = 1,72°; ц = 0,5)
[184]:
1-1 = 0,5; 2-1 = 16; 3- 36
разделения вихрей, т.е. с поверхностью максимальных значений
окружной составляющей скорости И, тад.
Макроструктура потока в камере энергоразделения зависит от
ее формы и протяженности (рис. 3.6—3.7) [208]. Под относитель-
ной температурой торможения авторы цитируемого источника
понимают отношение T=(TW— 7)/(И,2/2СД где Tw, Т— темпе-
ратура торможения соответственно на стенке и на текущем зна-
чении радиуса г. Очевидно, отношение представляет со-
бой разность полной и статической температуры на выходе из
сопла закручивающего устройства Т* — Tv
Увеличение угла раствора камеры энергетического разделения
108
вызывает снижение уровня тангенциальной составляющей скоро-
сти по всему объему, что обусловлено увеличением площади про-
ходного сечения и снижением объемной плотности кинетической
энергии, вводимой в вихревую трубу. Если угол конусности
превышает оптимальную величину, эффекты энергоразделения
заметно снижаются, о чем можно судить по кривым распределе-
ния температуры торможения по радиусу (см. рис. 3.6). В кониче-
ских и цилиндрических камерах энергоразделения по мере удале-
ния от соплового ввода снижается не только уровень окружных
скоростей, но и радиальные градиенты изменения окружной ком-
поненты. Снижение уровня сдвиговых скоростей окружной ком-
поненты уменьшает степень турбулизации, соответственно умень-
шаются радиальный энергомассоперенос и падают эффекты энер-
горазделения. Поэтому в отсутствие в сечении дросселя турбули-
зирующих устройств оптимальная протяженность камеры должна
быть несколько больших размеров.
Характер макроструктуры потока и распределение относитель-
ной температуры торможения позволяет сделать вывод о сущест-
вовании оптимального по эффектам энергоразделения угла рас-
твора диффузорной камеры.
Уже отмечалось, что в закрученных потоках менее изучена ра-
диальная составляющая скорости Vr, что обусловлено сложно-
стью проведения достаточно точных измерений [46, 269]. На
рис. 3.5 показаны профили И для конических камер энергораз-
деления. Максимальное значение радиальной составляющей ско-
рости Vr расположено в области максимума окружной скорости
и нулевого значения осевой составляющей, т. е. в области ради-
уса разделения вихрей Т2.
На рис. 3.6-3.7 приведены характерные профили распределения
термодинамических параметров для различных сечений и относи-
тельных долей охлажденного потока. Избыточное статическое да-
вление АР = Р] — Р, где Р, — статическое давление на срезе сопла
закручивающего устройства; Р — текущее значение статического
давления, возрастающее с ростом относительной доли охлажден-
ного потока. Имеется зона пониженного статического давления
(вакуумирования), обеспечивающая организацию вторичного ре-
циркулирующего вихря в сечении отверстия диафрагмы.
Измерения температуры по радиусу вихревой трубы свидетель-
ствуют об уменьшении полной энергии частиц газа при их пере-
109
л^кПа
Рис. 3.6. изменение профилей избыточных статического давления и температу-
ры торможения по длине вихревой трубы при 7Л= 0,508; х = 3,77; р = 0,67 [208]:
а - 1 - х= 2,42; 2-3,96; 3~ 5,54; 4-7,1; 5-8,64; б- I - х = 2,42; 2 = 3,96;
3- 5,54; 4 — 7,1; 5-8,64
Рис. 3.7. Зависимость распределения избыточных статического давления и тем-
пературы по сечению вихревой трубы х = 3,96 при я = 3,7 и Ас= 0,0921 ц
различных значениях р_[208]:
в-7д = 0,508; /=21; /=9 (2); р = 0 (/, 6), 1 (2), 0,81 (3); 0,67 (4), 0,26 (5); 5-
-гл = 0,9; 7= 0,508 (2); р = 0,1 (J), 0,81 (2), 0 (3), 0,26 (4), 0,67 (5)
НО
в»
мешении из пристенной зоны камеры энергоразделения в при-
осевую. Самая низкая температура наблюдается на оси трубы в
сечении соплового ввода, примыкающем к отверстию диафраг-
мы. Профиль избыточной температуры торможения АГ* =
= Т*~ Т = f(r) возрастает по мере приближения к дросселю. Те-
кущие значения разности статической температуры имеют неко-
торый разброс и отличия, не позволяющие выделить доминиру-
ющую тенденцию развития. В присопловых сечениях можно вы-
делить зону со значительным ростом статической температуры,
которая по мере приближения к дросселю исчезает [46, 264, 269].
Особый интерес представляют исследования распределения
макроскопических параметров в вихревых трубах, работающих
при сравнительно высоких значениях относительной доли охла-
жденного потока 0,8 < р < 2,0. Такие режимы могут быть реали-
зованы в вихревых трубах с дополнительным потоком [34—40,
121, 122, 135, 137, 146, 245]. Исследования полей давления тем-
пературы и скорости проводили на вихревой трубе с диаметром
30 мм с оптимальной геометрией (рис. 3.8): d = 0,7, </доп= 0,7,
у = 15°, 7= 9£>, F = 0,06. Результаты зондирования в различных
сечениях показаны на рис. 3.9—3.10.
Все параметры даны в относительных величинах. Давление от-
носили к полному давлению на входе в сопло закручивающего
устройства Р,*, температуру — к полной температуре на входе Г,*,
а скорость — к среднемассовой окружной составляющей скоро-
Рис. 3.8. Схема расположения контрольных сечений
111
сти на выходе из сопла плотность — к плотности ро, подсчи-
танной при Т' = 293 К и Р = 105 Па.
Анализ результатов траверсирования различными зондами
объема камеры энергоразделения позволяет выделить следующие
характерные особенности распределения параметров в вихревой
трубе с дополнительным потоком. Как и в обычных разделитель-
ных вихревых трубах, работающих при ц «1, четко различаются
два вихря — периферийный и приосевой, перемещающиеся в
противоположных направлениях вдоль оси. Первый — от сопло-
вого сечения к дросселю, второй — в обратном направлении.
Распределение параметров осредненного потока существенно не-
равномерно как по сечению, так и по длине камеры энергораз-
деления. Радиальные градиенты статического давления и полной
температуры уменьшаются от соплового сечения к дросселю, а
их максимальные значения наблюдаются в сопловом сечении.
Распределение тангенциальных и осевых компонент скорости
качественно подобны для различных сечений, однако, количест-
венно вдоль трубы они претерпевают изменения. Поверхность
разделения вихрей в большей части вихревой зоны близка к ци-
линдрической, о чем свидетельствуют пересечения осевых скоро-
стей для различных сечений примерно в одной точке оси абцисс
~г = 0,8 (см. рис. 3.9 и 3.10). Это хорошо согласуется с результа-
тами исследований вихревых труб с диффузорной камерой энер-
горазделения, работающих при ц < 0,8, и позволяет в составле-
нии аналитических методик расчета вихревых труб с дополни-
тельным потоком вводить допущение dr-Jdz = 0, а радиус разде-
ления вихрей г2 для этого класса труб считать равным примерно
0,8. Как и у обычных труб, интенсивность закрутки периферий-
ного потока вдоль трубы снижается (Кф -> 0), а возвратное при-
осевое течение формируется в основном из вводимых дополни-
тельно масс газа, скорость которых на выходе из трубки подвода
дополнительного потока имеет осевое направление. По мере
продвижения к отверстию диафрагмы приосевые массы в про-
цессе турбулентного энергомассообмена с периферийным вих-
рем приобретают окружную составляющую скорости. Затухание
закрутки периферийных слоев происходит тем интенсивнее, чем
больше относительная доля охлажденного потока. Опыты пока-
зывают, что при оптимальном по энергетической эффективности
112
I I Ш IV V VI vn
I II in IV V VI vn
2-&
Рис. 3.9. Распределение параметров по длине вихревой трубы с дополнительным
потоком при ц = 0,6
113
Рис. 3.10. Распределение окружной (а) и осевой (б) составляющих скоростей при
Р;= 0,5 МПа; 7\'= Т2'= 297 К; Р2 = 0,04 МПа; ц=1,6; Ифтах=335 м/с и
различных с
t — 1,7 ; О — 3,13; ® — 4,56; Л- 5,99; □ - 7,42; х - 8,85
режиме работы соблюдается равенство расходов масс газа, вводи-
мых дополнительно, и охлажденного потока
бдоп = бх; И = Рдоп - (3.5)
Полная температура в периферийном потоке остается посто-
янной, а в приосевом вынужденном она уменьшается от ~г2 к оси.
Плотность газа имеет неравномерное распределение как по дли-
не, так и по поперечному сечению трубы. Статическая темпера-
114
тура имеет максимум, расположение которого совпадает с ради-
усом разделения вихрей. На энергетически целесообразных ре-
жимах работы вихревых труб с дополнительным потоком
(ц > 0,5) вторичное рециркуляционное течение отсутствует.
3.2. Микроструктура потока
Микроструктура закрученного потока представляет особый ин-
терес для понимания физического механизма процессов течения
и тепломассообмена. На структуру турбулентного течения в каме-
ре энергоразделения вихревых труб значительно влияют особенно-
сти радиального распределения осредненных параметров и кривиз-
на обтекаемой газом поверхности. При этом поле турбулентных
пульсаций закрученного ограниченного потока всегда трехмерное
и имеет особенности, отличающие его от турбулентных характери-
стик незакрученных течений [15, 18, 30, 181, 196]. На рис. 3.11,о
показаны интенсивность турбулентности £ закрученного потока в
системе координат, связанной с криволинейной линией тока, где
£ — продольная, С, — поперечная и г) — радиальная составляющие
турбулентных пульсаций в зависимости от относительного
расстояния до стенки камеры энергоразделения y/R.
В области 7> 0,5 (y/R < 0,5) £ =5+7 с ростом Тона уменьшает-
Рис. 3.11. Интенсивность турбулентности е (а) и составляющие турбулентного на-
пряжения трения (б) [37]:
а - 1 - е,; 2 - ес; 3 - еб- 1 - Ф = 0,54; 2 - 0,4; 3 - 0,15
V s’ П’ ’ ’ ’
115
ся. В приосевой области г < 0,5 интенсивность составляет
25-35%.
При закрутке на входе по закону «твердого тела» турбулент-
ность является существенно анизотропной: наибольшее значение
имеет радиальная составляющая, наименьшее — поперечная [37].
По длине трубы вследствие уменьшения интенсивности закрутки
продольные и поперечные пульсации в периферийной области
постепенно возрастают до 5—7%, а в приосевой уменьшаются до
6—10%. Радиальная составляющая при затухании закрутки
также уменьшается. Относительное значение турбулентной энер-
гии, равное отношению энергий пульсационного и осредненно-
го движений, максимально в приосевой области и может дости-
гать 0,04—0,06, что значительно больше, чем при осевом течении
в трубах [197]. На рис. 3.11,6" приведены также данные, характе-
ризующие радиальное распределение турбулентного напряжения
трения Основной особенностью распределения является сме-
на знака его абсолютного значения, что обусловлено наличием
областей активного и пассивного воздействия центробежных
массовых сил на структуру течения. По мере затухания закрутки
касательные напряжения у стенки уменьшаются, а в приосевой
области увеличиваются. Одновременно радиус нулевого значения
•ь смещается к оси.
Микроструктура закрученного потока в трубах с диафрагмиро-
ванием выходного сечения исследована в [6, 196]. При значи-
тельной закрутке диафрагмирование приводит к перемещению
минимума в приосевую область и снижению там общего уров-
ня интенсивности соответствующих пульсаций.
Интересные результаты получены авторами работы [180],
которые исследовали длинную трубу /= 170. По мнению авторов
слабо закрученный поток по своим характеристикам близок к не-
закрученному. В сильно закрученном потоке под воздействием
вращения происходят качественные и количественные изменения
не только осредненного течения, но и структуры турбулентности.
Микромасштаб турбулентности имеет максимальное значение
в приосевой области, постепенно уменьшаясь к периферии тру-
бы, причем степень неоднородности возрастает тем больше, чем
дальше находится сечение от закручивающего устройства. Мак-
симум кинетической энергии пульсаций скорости приходится на
периферию начального участка струи. Поведение одноточечных
116
корреляций скорости /?фг и Rlr имеет сложный, знакоперемен-
ный характер. В той же работе показано, что увеличение закрут-
ки в 1,5 раза приводит к существенному росту микромасштаба X
(для начального участка в 2 раза) и к значительному росту всех
компонент пульсаций скорости. Преобладает при этом радиаль-
ная компонента (в среднем в 2—10 раз больше остальных),
которая увеличивается с возрастанием закрутки почти на поря-
док. Максимальные значения среднеквадратичных величин пуль-
саций скорости по своему расположению по радиусу трубы на-
ходятся вблизи максимума тангенциальной скорости.
В закрученном потоке могут существовать значительные гра-
диенты осевой составляющей скорости. В вихревой трубе такое
состояние движения имеет наиболее ярко выраженный характер
вследствие наличия интенсивного противотока. С этой точки
зрения приосевой вихрь можно рассматривать как осесимметри-
чную струю, втекающую в поток с несколько отличной плотно-
стью, и, естественно, ожидать эффекты, которые наблюдаются в
слое смешения такой струи [18]. Как показано в работе [20], в
слое смещения развиваются когерентные вихревые структуры с
детерминированной интенсивностью и динамикой распростра-
нения. Так, в частности, при движении вниз по потоку расстоя-
ние между соседними вихрями увеличивается, что приводит к
уменьшению частоты их обнаружения. Очевидно, в этом случае
должна иметь место связь таких структур с высокочастотной не-
устойчивостью в вихревых трубах.
3.3. Акустические характеристики звукового поля вихревых труб
Особое место в экспериментальных исследованиях интенсив-
но закрученных вихревых ограниченных течений, в том числе и
в камере энергоразделения вихревых труб, занимает изучение
пульсаций термодинамических параметров и, в частности, давле-
ния, формирующего звуковое поле, излучаемое вихревыми тру-
бами. В соответствии с санитарно-гигиеническими требова-
ниями этот отрицательно влияющий на окружающих фактор
должен быть максимально снижен. В то же время должна при-
сутствовать очевидная взаимосвязь взаимодействия акустических
колебаний с турбулентной микроструктурой потока, а, следова-
тельно, и со всеми явлениями переноса, ответственными в коне-
117
Рис. 3.12. Схема течений в вихревом гене-
раторе звука
Рис. 3.13. Диаграмма направленности зву-
кового поля вихревого генератора звука
чном счете за перераспределение энергии между периферийным
и приосевыми потоками в вихревых трубах. Более того, при оп-
ределенной геометрии вихревая труба может быть использована
как достаточно эффективный генератор звука_[97]. Обычно он
представляет собой короткую вихревую трубу 1—3 прямоточно-
го типа, в выходном участке которой установлено сопло соответ-
ствующей профилировки (рис. 3.12).
Течение газа в цилиндрическом канале сопровождается обра-
зованием структуры, состоящей из двух вращательно-поступа-
тельных потоков. По периферии движется потенциальный (пер-
вичный) вихрь. Центральную область занимает вторичный вихрь
с квазитвердой закруткой, образующейся из масс газа, втекаю-
щих из окружающей среды. Вблизи оси поступательная состав-
ляющая скорости вторичного вихря имеет противоположное пер-
вичному направление. При некоторых условиях течение в вихре-
вом генераторе звука (ВГЗ) теряет устойчивость, в результате
чего возникают интенсивные пульсации скорости и давления,
которые распространяются в окружающую среду в виде звуковых
волн [96]. Источником звуковых волн при этом считается пре-
цессия вторичного вихря относительно оси ВГЗ. Пульсации ско-
рости и прецессию ядра наблюдали визуально в прозрачной
трубке с помощью вводимого красителя [94]. При нестационар-
ном режиме угол наклона винтообразной линии тока периодиче-
ски менялся по величине точно в соответствии с углом поворота
прецессирующего ядра.
Измерение диаграммы направленности в двух взаимно пер-
118
Рис. 3.14. Зависимость интенсивности
звука от длины вихревого генератора
звука [97]
Рис. 3.15. Зависимость амплитуды вы-
сокочастотных (Г) и низкочастотных
(2) колебаний по длине вихревой трубы
при /=9,5; ЬР= 200 кПа, ц=1 [94]
пендикулярных плоскостях показало, что звуковое поле ВГЗ осе-
симметрично, а двухлепестковая ее форма объясняется диполь-
ным характером излучения (рис. ЗЛЗ). Обнаружено экстремаль-
ное поведение зависимости 1= 1(1), где I — интенсивность зву-
ка (рис. 3.14). Область оптимальной генерации звука наблюдает-
ся, когда давление на оси минимально, что непосредственно свя-
зано с интенсивностью закрутки. Интересно отметить, что аку-
стический КПД Лак = wx/w2, где w, — мощность звука; w2 — мощ-
ность адиабатного сжатия рабочего тела, максимален в области
критического перепада давлений [97].
В работе [109] сделана попытка исследовать условия возникно-
вения неустойчивых режимов течения в вихревой трубе. Анализ
спектров пульсаций давления позволил сделать утверждение, что
для вихревой трубы характерны три вида колебаний: фоновый
шум турбулентного происхождения; низкочастотные (НЧ) пуль-
сации давления с частотой fm= 1-^-2 кГц; высокочастотные (ВЧ)
периодические пульсации с частотой /вч= 12-М 8 кГц.
Основной вклад в энергетический спектр вносят НЧ колеба-
ния, монотонный рост которых с увеличением ц до 0,9—0,95 со-
провождается в дальнейшем скачкообразным увеличением их
амплитуды на порядок с максимальным ее значением при ц = 1.
Скачок амплитуды колебаний приводит к резкому возрастанию
гидродинамического сопротивления трубы на 8—10%. Высокоча-
119
J 1a
120
стотные и низкочастотные колебания появляются при давлении
избытка на входе в вихревую трубу не менее 40 кПа. При даль-
нейшем увеличении Р частоты колебаний плавно возрастают.
Амплитуды колебаний Анч, растут по направлению к дроссе-
лю и в области ц за скачком сопротивления имеют максимумы
по длине трубы (рис. 3.15) [94]. Оптимальная по холодопроизво-
дительности длина вихревой трубы при этом составляет /опт= 9,5.
Анализ процесса ВЧ неустойчивости показал, что при ДР< ПО
кПа Лвч= 50 кПа и находится на уровне турбулентного шума.
При повышении ДР происходит скачкообразное увеличение в
40 раз с частотой /вч1 = 17,45 кГц и /вч2 = 12,35 кГц. Увеличение
ДР до 140 кПа приводит ко второму скачку (в 4 раза) роста амп-
литуды колебаний. При этом имеется только одна составляющая
с /вч= 12,65 кГц (рис. 3.16) [94]. Введение спрямляющей кресто-
вины значительно усложняет спектр пульсаций и на режиме
ц = 1 появляется много субгармоник.
Как показали эксперименты [36, 109, 245], процессы энерго-
разделения в вихревой трубе связаны с НЧ и ВЧ неустойчивостя-
ми. Подавление звуковых колебаний с помощью акустических
демпферов, расположенных на теле камеры закручивания, при-
водило к существенному уменьшению ДТХ. Так, использование
акустических демпферов, настроенных на частоту 4 кГц, которая
соответствует режиму вихревой трубы при \Р = = 250 кПа, при-
вело к снижению интенсивности звуковых колебаний на выходе
из трубы на 25 дБ (от начального уровня 125 дБ) и уменьшению
ДТХ на 35,6 К (от начального уровня Тн= 65 К).
3.4. Связь микроструктуры потока с энергоразделением
В настоящее время среди исследователей вихревого эффекта
широкое распространение получила усовершенствованная моди-
фикация гипотезы взаимодействия вихрей [137, 140, 142, 143,
155, 157]. Хотя сама гипотеза будет подробно описана в гл. 4 в
целях логического объяснения взаимосвязи микроструктуры по-
тока с энергопереносом в камере энергоразделения вихревых
труб, кратко рассмотрим ее основные положения.
Согласно этой гипотезы, формируется два потока — потенци-
альный периферийный и квазитвердый приосевой, имеющий
осевую скорость, противоположную скорости периферийного
121
вихря. Передача кинетической энергии идет от периферии к цен-
тру, т. е. за счет сил вязкости периферийный вихрь закручивает
приосевой, передавая ему тем самым момент импульса движе-
ния. Как отмечается в работе, этот момент представляет основ-
ной ограничивающий фактор использования исходной кинети-
ческой энергии для осуществления работы охлаждения вынуж-
денного вихря. Сам процесс передачи момента импульса — дис-
сипативный, что приводит к характерной для вихревых труб не-
обратимости.
Физический механизм энергоразделения формулируется в
рамках модели микрохолодильных циклов [116, 140, 155], согла-
сно которой некоторые турбулентные частицы газа (турбулент-
ные моли [153]), сохраняя в течение определенного промежутка
времени т свою индивидуальность, претерпевают радиальные
турбулентные смещения, при этом соответственно адиабатно
сжимаясь или расширяясь (в зависимости от направления движе-
ния) в поле высокого радиального градиента давления и таким
образом передают тепло из приосевой зоны низкого давления в
периферийную область более высокого давления (рис. 3.17,о,б).
В результате такого пульсационного движения турбулентный
моль совершает микрохолодильный цикл, например цикл Карно
(см. рис. 3.17,е), а разность q2 — qv где q2 — отведенное' тепло,
— подведенное тепло, и определяет вихревой эффект.
Результаты расчета, проведенного на основе предложенного
механизма, показали хорошее согласие с экспериментальными
данными [140]. Применение такого подхода особенно эффектив-
но при расчете работы вихревой трубы на режиме ц = 1 (когда
горячий конец полностью заглушен). Следует отметить, что ис-
точником работы А, затрачиваемой на совершение микрохоло-
дильных циклов, является энергия турбулентности, однако, саму
ее структуру в [93, 94, 210] явно не учитывали, а необходимые
энергетические соотношения получали на основе первого закона
термодинамики. Последнее обстоятельство во многом определя-
ет погрешность модели и в то же время подсказывает путь даль-
нейшего ее совершенствования, смысл которого состоит в де-
тальном рассмотрении динамики турбулентного моля, времени
его жизни т, масштаба и других характеристик как структурного
элемента турбулентного потока.
Иногда [109, 137] энергоразделение в вихревой трубе связыва-
122
Рис. 3.17. К механизму переноса энергии турбулентными молями [116, 140, 155]
Рис. 3.18 Вихревые структуры в слое смешения затопленной струи [250])
Рис. 3.19. Крупномасштабные вихревые жгуты в камере энергоразделения трубы
Ранка-Хильша [118]
ют не с мелкомасштабной турбулентностью, а с высоко- и низ-
кочастотными неустойчивостями, описанными выше.
По-видимому, ВЧ неустойчивость связана с образованием в
вихревой трубе крупномасштабных когерентных вихревых струк-
тур (КВС) сдвигового характера, подобно тому, как это наблю-
дается в турбулентных слоях смешения струй с различными ско-
ростями течения (рис. 3.18, 3.19).
123
Рис. 3.20. К механизму возникновения прецессионных колебаний
Когерентность таких КВС связана с тем, что они рождаются
строго периодически в области соплового ввода, где уровень осе-
вых скоростей наиболее высок. Поскольку в противоточной вих-
ревой трубе на границе раздела свободного и вынужденного ви-
хрей имеется разрыв осевой составляющей скорости и соответст-
венно производная dV^dr максимальна, то именно там и проис-
ходит сворачивание соприкасающихся слоев газа в спиралевид-
ные жгуты, опоясывающие вынужденный вихрь и вращающиеся
вместе с ним. Вихревые жгуты могут образовываться в несколь-
ко рядов (по радиусу) и по мере движения вдоль вихревой трубы
попарно сливаться. При этом будет происходить их укрупнение
и соответственно уменьшение частоты появления. Именно это и
подтвердили опыты [109,245]. Аналогичная ситуация наблюда-
лась и в слое смешения струй [216].
С низкочастотной неустойчивостью связывают прецессионное
движение приосевого вихря [109]. Действительно, при симметри-
чном расположении вихревого ядра (рис. 3.20,о) момент сил тре-
ния распределен равномерно по всей его поверхности.
Предположим, что под воздействием малого возмущения вих-
ревое ядро отклонилось на расстояние ОО] от оси (см.
рис. 3.20,6). В этом случае осевая симметрия нарушается и пери-
ферийный вихрь 2 оказывается деформированным. Как следст-
вие этого в тех областях, где радиальный размер свободного ви-
хря уменьшился (точка А), осевые скорости и их градиент воз-
растают, что приводит к интенсификации образования КВС и
увеличению сил трения. В диаметрально противоположной обла-
124
сти (точка В) силы трения уменьшаются. В результате на вихре-
вое ядро как целое будет действовать момент сил, способствую-
щий сообщению вихревому ядру вращательного движения с час-
тотой <о. В то же время деформация периферийного вихря при-
водит к повышению давления в точке А и уменьшению его в то-
чке В, разность которых создает центростремительную силу F,
соответствующую частоте вращения ш. О возможности устойчи-
вости такого движения свидетельствует сопровождающий его ни-
зкочастотный звук, связь которого с прецессией достоверно ус-
тановлена [97]. Заметим также, что периодичность деформаций
периферийного потока вследствие прецессии обеспечивает пери-
одичность появления вихревых жгутов.
Рассматривая неустойчивость потоков в вихревой трубе, авто-
ры работ [95, 96] предлагают модель, в которой агентами энерго-
переноса являются КВС, причем при анализе для удобства
авторы оперируют с тороидальной формой. Согласно предлагае-
мой модели, КВС в результате взаимодействия друг с другом и с
основным потоком перемещаются к центру или к периферии. В
первом случае они расширяются, теряют устойчивость, замедля-
ют вращение и передают механическую энергию ядру, обеспечи-
вая тем самым его квазитвердую закрутку, во втором случае, уве-
личиваясь по радиусу, сжимаются и диссипируют вследствие ра-
боты сил вязкости. Процессы увеличения или уменьшения раз-
мера вихрей относятся к процессам деформационного характера.
В этом смысле рассматриваемая деформация симметрична. При
несимметричной деформации одна часть тора претерпевает сжа-
тие, а диаметрально противоположная — расширение. Если
учесть, что в «вихревом тороиде» низкоэнергетические массы га-
за располагаются по его оси [67], то должно происходить их сме-
щение вдоль криволинейной оси тороида в центр вихревой
трубы с последующим их перемещением в приосевую зону выну-
жденного вихря, и уходом разогретой оболочки на периферию.
Такая качественная модель энергопереноса, предложенная в
работе [96], весьма привлекательна, но конкретному математиче-
скому моделированию и экспериментальной проверке она не
подвергалась.
Рассматривая вопрос о взаимосвязи акустических и гидроди-
намических свойств потоков в вихревой трубе, авторы работы
[97] акцентируют свое внимание на акустике как следствии, то-
125
чнее вторичном явлении по отношению к гидродинамической
картине течения. Не менее интересным, а с практической точки
зрения и весьма актуальным, представляется исследование вли-
яния искусственно возбуждаемых внешних акустических полей
на процессы энергоразделения. О перспективности такого подхо-
да свидетельствуют приведенные выше результаты, а также кос-
венно тот факт, что при установке в вихревой трубе акустичес-
кого демпфера определенной частоты абсолютный эффект охла-
ждения можно уменьшить вдвое, что свидетельствует о сущест-
венной роли акустических колебаний в процессе перераспреде-
ления энергии.
В последние годы при исследовании шума дозвуковых турбу-
лентных струй обнаружены новые явления, что позволило уточ-
нить существующие представления о природе и закономерностях
турбулентного шума и наметить пути его снижения. Было, в ча-
стности, показано, что шум турбулентной струи определяется не
только начальными параметрами истечения (начальные профили
скорости, энергии и масштаба турбулентности), но и влиянием
наложенного акустического поля. Оказалось, что если не учиты-
вать влияние самих установок и различных технических уст-
ройств, находящихся в акустически возбужденном состоянии, то
их аэродинамические и акустические характеристики могут за-
метно отличаться от соответственных характеристик «чистой»
турбулентной струи [3].
Наименее изученным до последнего времени оставалось аэро-
акустическое взаимодействие, проявляющееся в том, что аэроди-
намические возмущения от постороннего источника могут изме-
нить турбулентную структуру потока, а также и акустические
возмущения, следствием чего являются результирующие акусти-
ческие характеристики объекта. Так, шум компрессора, камеры
сгорания и турбины или шум отрывного обтекания выходных
стоек при определенных условиях может вызвать изменение аэ-
роакустических характеристик реактивной струи.
В турбореактивных двигателях и в экспериментальных уста-
новках для исследования шума турбулентных струй аэроакусти-
ческое взаимодействие в главной своей части обусловлено чувст-
вительностью турбулентной струи к акустическим возмущениям,
зависящим в общем случае от частоты, интенсивности и мод воз-
действующего звука. Такая чувствительность определяется в ос-
126
новном тем, что, как теперь установлено, течение в начальном
участке турбулентных струй характеризуется наличием так назы-
ваемых периодических, организованных и когерентных струк-
тур — крупномасштабных вихревых образований с определенны-
ми характерными периодами и масштабами.
Рассмотрим в связи с этим результаты определения парамет-
ров когерентных структур в дозвуковых турбулентных струях. В
последнее десятилетие обнаружены и всесторонне исследуются
регулярные и когерентные структуры в самых различных турбу-
лентных течениях с поперечным сдвигом [217, 250].
В частности, в осесимметричных струях такие структуры иден-
тифицируются с неустойчивостью вихревого слоя и его сворачи-
ванием в концентрации завихренности — вихри. Снос этих вихрей
вниз по потоку сопровождается процессом их последовательного
слияния попарно, что и определяет расширение слоя смешения.
Каскад попарных слияний вихрей заканчивается образованием
последовательности клубков. В конце начального участка крупно-
масштабные клубки разрушаются и генерируют мелкомасштабную
турбулентность. Взаимодействие упорядоченных, когерентных
структур с хаотическим турбулентным фоном определяет динами-
ку развития структурного турбулентного движения.
В некоторых работах [41, 232] представлены подробные дан-
ные о влиянии продольного и поперечного звукового облучения
дозвуковых турбулентных струй на их аэродинамические харак-
теристики. Обращают на себя внимание два эффекта взаимно
противоположного характера, возникающие при аэроакустичес-
ком облучении струи и соответствующих либо условию усиления
генерации, либо условию ослабления турбулентности в пределах
ее начального участка.
В первом случае, при воздействии на турбулентную струю ни-
зкочастотного звукового сигнала (Sh = 0,2-Н),6), происходит ин-
тенсификация турбулентного перемещения: в приосевой части
начального участка, струи резко возрастают пульсационные ско-
рости, приводящие к укрупнению периодических ветвей, расши-
ряется слой смешения и уменьшается длина начального участка.
Возрастают угол раскрытия и эжекционная способность струи не
только на начальном, но и на основном участках струи. Это яв-
ление наблюдалось при продольном и поперечном звуковом об-
127
лучении изотермических и неизотермических струй в диапазоне
чисел Рейнольдса Re = 103-Ю,5 • 105 и Маха М = 0,05-Ю,9.
Эффект интенсификации турбулентного перемешивания реа-
лизуется при вполне определенном пороговом уровне звукового
давления в акустическом поле, усиливаясь с возрастанием уров-
ня звукового давления до наступления насыщения, после чего
дальнейшее увеличение интенсивности воздействующего звука
не приводит к усилению эффекта.
Во втором случае, при воздействии на турбулентную струю вы-
сокочастотного звукового сигнала (Sh = 2^5), происходит ослаб-
ление интенсивности турбулентного перемешивания: в приосе-
вой части начального участка струи уменьшаются пульсацион-
ные скорости, происходит измельчение периодических вихрей,
слой смешения становится тоньше и увеличивается длина на-
чального участка, уменьшается угол раскрытия и эжекционная
способность струи как на начальном, так и на основном участ-
ках струи. Указанное явление было обнаружено при числах Рей-
нольдса Re = 103-Ю • 104 и малых значениях числа Маха.
Эффект ослабления турбулентного перемешивания в струях
реализуется при вполне определенном диапазоне значений уров-
ня звукового давления и достигает максимума в середине этого
диапазона. При этом увеличение интенсивности воздействующе-
го звука выше некоторой величины и может сопровождаться из-
менением знака воздействия.
Таким образом, можно сделать вывод о том, что для внесения
ясности в понимание физического механизма энергоразделения
в вихревых трубах необходимо провести дополнительные иссле-
дования по изучению влияния мелкомасштабной турбулентно-
сти, а также влияния КВС и прецессии вихревого ядра на вихре-
вой эффект. В теоретическом плане необходимо провести пред-
варительные оценки возможности энергоразделения вследствие
взаимодействия когерентных вихревых структур, проанализиро-
вать уравнения закрученного потока в представлении вихревой,
акустической и турбулентной структур возмущений, а также по-
строить физико-математическую модель процесса энергоразделе-
ния на базе детального рассмотрения микроструктуры потока в
вихревых трубах.
128
3.5. Качественный анализ и предварительные оценки
возможности энергоразделения за счет взаимодействия
когерентных вихревых структур
Анализ основных направлений физико-математического моде-
лирования вихревого энергоразделения (см. гл. 1) свидетель-
ствует о необходимости развития физических представлений на
природу вихревого энергоразделителя и о недостаточной прора-
ботке наиболее перспективных направлений решения проблемы
энергоразделения. Это проявляется прежде всего в отсутствии те-
оретических оценок, соответствующих динамике КВС и их спо-
собности осуществить энергоперенос до значений, наблюдаемых
в экспериментах.
Качественно возникновение радиальных смещений КВС мож-
но представить следующим образом. На границе раздела потен-
циального и вынужденного вихрей в результате осевого противо-
тока генерируются вихревые жгуты, опоясывающие вихревое яд-
ро (ВЯ). Вследствие вращения вихревых жгутов вместе с ядром
относительно оси вихревой трубы с угловой скоростью £1 будет
происходить изменение ориентации момента импульса малого
элемента вихревого жгута, в результате чего возникнет гироско-
пический момент, который развернет момент импульса так, что
тот не будет направлен под углом л/2 к оси трубы, как это проис-
ходит в момент образования КВС (рис. 3.21).
В результате у момента импульса Л/-со, где со — угловая ско-
рость вращения КВС относительно своей криволинейной оси,
возникнет составляющая, сонаправленная с £1, а это значит, что
в области минимального радиуса (точка А) поток в жгуте будет
Рис. 3.21. К механизму возникновения радиальной пульсации вихревого жгута
129
перемешаться навстречу основному течению и давление здесь
возрастет, а в области точки В — уменьшится, т. е. возникнет си-
ла F, действующая на вихревой жгут по направлению к перифе-
рии.
Таким образом, КВС как области с повышенным энергосодер-
жанием, переходят на периферию, тем самым увеличивая ее
энергию. Такой механизм неустойчивости действует только в од-
ном направлении и хорошо согласуется с возникновением ревер-
са при образовании зоны рециркуляции в области диафрагмы
вихревой трубы. В этом случае КВС возникают на границе ре-
циркулирующего потока. Направление силы F можно определить
по знаку скалярного произведения вектора угловой скорости
вращения приосевого вихря П и вектора угловой скорости вих-
ревого жгута во, после его разворота. В описанном выше безре-
циркуляционном режиме это произведение положительно, что
соответствует силе, направленной к периферии. Возникновение
зоны рециркуляции приводит к изменению направления началь-
ной завихренности КВС и осевой составляющей скорости, что
соответствует зеркальному отражению относительно плоскости,
перпендикулярной оси вихревой трубы. Но при зеркальном от-
ражении скалярное произведение не изменяется и, соответствен-
но, не изменяется направление действия силы F. В результате
вихревой перенос энергии будет идти из зоны рециркуляции в
область потока, выносимого через отверстие диафрагмы, что и
приводит в конечном счете к его нагреванию.
Можно ли в принципе за счет такого механизма обеспечить те
эффекты подогрева QT, которые наблюдаются в действительно-
сти? Чтобы ответить на этот вопрос, произведем оценку Qr в
рамках принятого формализма. При этом будем исходить из сле-
дующих допущений: энергоразделение происходит в основном в
области разделения вихрей; КВС плотно уложены вдоль этой об-
ласти (рис. 3.22).
Тогда частоту высокочастотных пульсаций можно интерпрети-
ровать как частоту перехода вихрей на периферию.
Пусть энергия, приходящаяся на один вихрь, е, тогда мощ-
ность переноса энергии на периферию И'
Wev/2, (3.6)
130
Рис. 3.22. К оценке вихревого Рис. 3.23. Контур интегрирования цирку-
энергопереноса
ляции скорости
где N — число вихрей, укладывающихся на длине L; v — часто-
та пульсаций вихрей.
Коэффициент 1/2 возникает в результате того, что энергия ви-
хря черпается как из периферийного, так и из приосевого пото-
ков в равной степени. Обозначим % — радиус КВС, со — его уг-
ловую скорость и / — момент инерции, тогда
е = /со2/2 = /ясо2А2/4 = (тгсоХ2/2)2рг. (3.7)
Угловую скорость вращения получим из выражения
в) = 0,5 rot (V). (3.8)
Для вычисления угловой скорости выберем контур интегриро-
вания L (рис. 3.23). Тогда для со
со = соу= 0,53FySr, сох= со?= 0. (3.9)
В области 7=0,8 распределение осевой скорости по радиусу
можно считать линейным, т.е. Vz~ 2р7, тогда со = р.
Таким образом, для энергии е получим следующее выражение
е = (лрХ2/2)2 рг. (3.10)
В то же время величину е можно оценить, зная амплитуду
пульсаций давления ДР
е= ДРДИ= 2ДРг(лХ)2. (3.11)
Приравнивая выражения (3.10) и (3.11), получаем уравнение
для А.
К = 2/р(2ДР/р)0’5. (3.12)
131
Принимая во внимание, что N — L/(2X), и учитывая выраже-
ние (3.12), получаем мощность потока энергии (3.6)
И\= pta2v/p(2AP/p)3/2. (3.13)
Оценим Р, используя предположение о пуазейлевском распре-
делении осевой скорости в потенциальном вихре
VZ= (3.14)
^max= 2G/(pS) = 2<7/(лр(г12 - г22)). (3.15)
Откуда, используя (3.9), получаем
Р = max((2r - г - r2)/(rr r2))2/(r - г2) = WzmJ(r~ г2). (3.16)
Вместе с тем мощность энергопереноса можно оценить по эф-
фектам подогрева \Т* или охлаждения ДГХ*, имея в виду их ма-
ксимальные значения, т. е. для случая, когда условия отвода по-
догретых масс газа наилучшие,
1У2=СРСДТГ. (3.17)
Если представленный механизм может быть реализован, то
должно выполняться условие
^/1^=1. (3.18)
Подставляя характерные значения параметров в (3.16), (3.13),
(3.17) и далее в (3.18), получим И/1/Иг2= 1, что свидетельствует о
возможности энергоразделения за счет динамики КВС.
Рассмотрим механизм энергопереноса крупными вихрями бо-
лее подробно. Вследствие радиального градиента осевой скоро-
сти возникают тороидальные вихри, в которых локализуется
энергия осевого движения как приосевого, так и периферийного
потоков. Под воздействием гироскопического эффекта эти вих-
ри разворачиваются относительно своей криволинейной оси и
взаимодействуют с окружным движением, создавая положитель-
ный градиент избыточного давления, что приводит к смещению
их на периферию и к последующей диссипации. Для изменения
направления момента импульса элемента вихревого кольца необ-
ходима энергия, производимая моментом сил. Очевидно, таким
моментом может являться вязкий момент сил трения, возникаю-
щий между вращающимися приосевым и периферийным вихря-
132
ми. Таким образом, схему энергоразделения можно представить
так, как показано на рис. 3.24.
Здесь необходимо отметить, что такая схема энергопотоков
внешне соответствует механизму Фултона, где энергоперенос
осуществляется в результате прямой передачи кинетической
энергии на периферию вследствие вязкого трения. По существу
же различия весьма серьезные, так как вязкость в нашем случае
является посредником, хотя и необходимым, в цепи энергопре-
вращений. Можно сказать, что она играет лишь инициирующую
роль.
Остановимся на вопросах, связанных с наиболее существен-
ными экспериментальными результатами исследования работы
вихревой трубы и возможностью их объяснения.
Явление реверса автоматически объясняется появлением зоны
рециркуляции и соответствующей поверхности раздела при осе-
вого вихря и рециркуляционного потока. В этом случае вихревой
перенос энергии осуществляется из зоны рециркуляции в об-
ласть потока, выносимого через отверстие диафрагмы, который
таким образом нагревается.
Следует остановиться на характере потока тепла в вихревом
ядре. На границе вихревого ядра происходит перенос крупных
вихрей. В приосевой области их нет (имеется ввиду безреверсный
режим) и теплоносителем там служит мелкомасштабная турбу-
лентность, которая осуществляет теплопередачу менее интенсив-
но, чем крупные вихри. В связи с этим в области между осью и
периферией вихревого ядра может возникнуть минимум статиче-
ской температуры, который и наблюдается в ряде эксперимен-
тов.
Таким образом, можно сделать важные выводы: в зоне разде-
ления вихрей и в приосевой зоне характер теплообмена
различен; основная доля энерг^разделения приходится на об-
ласть, примыкающую к границе раздела вихрей.
По сути дела различие эффективности энергопереноса опреде-
ляется масштабами энергоносителей, в данном случае масштаба-
ми турбулентности. Более глубокое различие мелкомасштабной и
крупномасштабной турбулентности проявляется при рассмотре-
нии процесса переноса окружной компоненты импульса.
Действительно, генерация завихренности, противоположной
направлению ядра, приводит его к торможению. В то же время
133
известно, что в действительности наблюдается обратная ситуа-
ция, когда периферийный вихрь закручивает приосевой. Таким
образом, приходим к заключению, что эту функцию выполняет
мелкомасштабная турбулентность. Необычность данного явления
состоит в том, что касательные напряжения, способствующие за-
крутке осевого потока, являются опосредствованной причиной
возникновения напряжений, действующих в обратном направле-
нии. Наличие таких взаимно противоположных эффектов долж-
но сказываться и на кинематической картине течения. В первую
очередь это приводит к тому, что в профиле окружной скорости
в зоне разделения вихрей должна существовать относительно
большая область, где производная dV^dr близка к нулю. Такая
область действительно существует [208]. Еще более важно, что
связь между радиальными пульсациями крупных вихрей и осевой
скоростью свидетельствует о корреляции между профилями осе-
вой и окружной скоростей. Фактически это сводится к тому, что
область const должна соответствовать области, где производ-
ная ЗРуЗг — максимальна. Следовательно, принцип суперпози-
ции осевого и окружного движения, используемый в расчетах,
несовместимы с принятыми физическими предположениями,
более того, именно отсутствие такой суперпозиции и является
ключевым при анализе газодинамических характеристик потока
в вихревой трубе.
Как отмечалось выше, изменение температуры по радиусу в
приосевой области вихревых труб в некоторых случаях не явля-
ется монотонным. На периферии такая особенность имеет регу-
лярный характер и проявляется в наличии максимума температу-
ры, несколько смещенного от стенки. Видимо, это объясняется
тем, что в пристенной зоне радиальный градиент осевой скоро-
сти имеет противоположный знак по отношению к аналогично-
му в зоне разделения вихрей, т. е. oVJ/or< 0, что при неизменном
направлении вращения потенциального вихря приведет к возни-
кновению пульсаций завихренности по направлению к зоне раз-
деления вихрей и последующей диссипации (рис. 3.25).
Таким образом, сам факт наличия максимума температуры
Ттах и смещение его положения на некоторое расстояние от по-
верхности вихревой трубы не противоречит физической модели
явления. Более того, согласно изложенному выше температур-
134
Рис. 3.24. Схема энергопотоков в камере энергоразделения вихревых труб
Рис. 3.25. Схема пульсационного
движения газа в периферийном
вихре
Рис. 3.26. К механизму переноса им-
пульса
ный максимум должен располагаться в области r2 < г < rmax,
где г2 — радиус разделения; вихрей, rmax — радиус, на который
приходится максимум осевой скорости периферийного вихря.
Наиболее интересным экспериментальным фактом является
наличие нестационарного режима работы вихревых труб [137,
147, 155], при котором наблюдается скачкообразное повышение
эффекта подогрева Qr и, соответственно, понижение эффекта ох-
лаждения Qx (см. рис. 2.27).
Особенность этого явления состоит еще и в том, что измене-
ние термодинамических эффектов сопровождается интенсивным
135
излучением звука, частота и амплитуда которого претерпевают
соответствующие изменения в сторону увеличения.
Такая взаимосвязь становится понятной, если учесть, что вы-
сокочастотное звуковое поле (а именно такое поле наблюдалось
в эксперименте) соответствует генерации вторичных вихрей, от-
ветственных за энергоперенос.
Повышение интенсивности вихреобразования влечет за собой
рост звуковой частоты и в конечном счете эффективности энер-
горазделения. Однако это еще не объясняет резонансный харак-
тер самого процесса. Для разрешения обозначенной проблемы
есть два подхода.
Известно, что в вихревой трубе помимо высокочастотных ко-
лебаний могут возбуждаться автоколебания низкой частоты, оп-
ределяемые прецессией вихревого ядра. Поддержание колебаний
возможно подводом к вихревому ядру достаточной для этого ки-
нетической энергии вращательного движения, которая в свою
очередь подводится тем интенсивнее, чем больше касательные
напряжения и, соответственно, радиальные пульсации. Пояснить
этот механизм можно следующим образом. Крупные вихри А
(рис. 3.26), уходя на периферию, образуют на прежнем месте об-
ласти локального понижения давления, в которые устремляется
мелкомасштабная турбулентность В, отвечающая за перенос им-
пульса к приосевому ядру. Таким образом, чем интенсивнее вто-
ричное вихреобразование, тем более благоприятные условия со-
здаются для генерации прецессии. В то же время прецессионные
смещения приосевого ядра приводят к увеличению градиента
осевой скорости и соответственно вихреобразованию.
Следовательно, возникает система с обратной связью: вторич-
ные вихри — прецессия — вторичные вихри, где роль обратной
связи играет прецессия. Очевидно, при достижении такого резо-
нансного режима (по мере увеличения ц) эффекты охлаждения
снижают. Однако, как следует из эксперимента, при дальнейшем
увеличении ц эффект охлаждения начинает возрастать. Это мож-
но объяснить следующим образом.
При возбуждении прецессионных колебаний часть располага-
емой кинетической энергии потока расходуется на ее поддержа-
ние. Это в свою очередь приводит к скачкообразному увеличе-
нию гидравлического сопротивления трубы. Такая ситуация дей-
ствительно наблюдалась экспериментально [94]. Вследствие уве-
136
Рис. 3.27. Возникновение клиновидных тонов
личения сопротивления уменьшается общий уровень скоростей в
вихревой трубе, что приводит к снижению энергосодержания
вторичных вихрей и соответственно эффективности энергопере-
носа. Интенсивность вихреобразования и соответствующего пе-
реноса импульса при этом может оказаться на прежнем уровне.
В результате возникает ситуация, когда с увеличением ц соотно-
шение между процессами переноса импульса и энергии изменя-
ется и при наличии прецессионных автоколебаний дальнейшее
уменьшение Qx становится невозможным, что и подтверждается
экспериментально (см. рис. 2.26). Более того, из представленной
схемы следует возможность явления гистерезиса, когда при не-
изменном ц Qx сначала падает, а потом происходит срыв падения
и плавное возрастание. Такое поведение эффекта охлаждения на-
блюдал Ш.А. Пиралишвили [245]. Видимо, о прецессионной об-
ратной связи свидетельствует также и тот факт, что наиболее эф-
фективные вихревые генераторы звука представляют собой ко-
роткие вихревые трубы длиной 3-5 калибров. Резонансное энер-
горазделение также наблюдалось на короткой вихревой трубе
длиной 3 калибра.
Второй возможный способ объяснения зависимости, изобра-
женной на рис. 2.26, основывается на эффекте аэроакустического
резонанса. Наиболее типичный пример такого эффекта — воз-
буждение клиновых тонов (рис. 3.27).
В этом случае при истечении газа из щели на ее кромках об-
разуются первичные вихри. В дальнейшем при взаимодействии
струи с клином, расположенным на оси симметрии струи, на
клине происходит возбуждение звука с частотой, соответствую-
137
щей частоте образования вихрей. Распространяясь вверх по по-
току, звук доходит до кромки щели и инициирует образование
новых вихрей.
Очевидно, для существования такой колебательной системы
необходимо наличие двух зон: зоны вихревого звука и зоны аку-
стической чувствительности потока. В случае клиновидных то-
нов эти зоны разнесены.
Можно предположить, что в вихревой трубе эти зоны совпада-
ют и находятся в области разделения вихрей. Соответственно
либо резонанс должен иметь локальный характер, при котором
вихревые структуры самосинхронизируются в поле порождаемых
ими звуковых волн, либо вихревую трубу следует рассматривать
как резонатор и генерация звука происходит по принципу, реа-
лизованному в струйных музыкальных инструментах (флейта,
орган и т. п.).
В рассматриваемом подходе система резонанса имеет вид; вто-
ричные вихри — звуковые волны — вторичные вихри, и в каче-
стве обратной связи выступает звуковая волна.
Следует также принять во внимание, что эффект будет зави-
сеть от формы звуковых волн, а также их рефракции (акустиче-
ской неоднородности), возникающей вследствие движения по-
токов.
Вернемся к рассмотрению динамики вторичных вихрей. Из
приведенных выше вычислений следует, что интенсивность по-
перечных пульсаций крупных вихрей существенно определяет
перенос энергии и импульса. Для оценки этой интенсивности
или частоты будем исходить из следующих допущений:
частота пульсаций определяется временем перехода крупного
кольцевого вихря на периферию;
движение вихря происходит до тех пор, пока вектор момента
импульса его локальной части не станет параллелен вектору мо-
мента импульса основного потока;
геометрия элемента вихря в процессе движения не изменяется.
Пусть имеется тороидальный вихрь (рис. 3.28,о). Разобьем его
на части, как показано на рис. 3.28.
Частота пульсации вихря в целом определяется частотой пуль-
сации его части А. Эту частоту мы и будем искать.
Перемещение вихря А с частотой Q соответствует повороту оси
138
Рис. 3.28. Расчетная схема радиальных пульсаций вихревого жгута
В с той же частотой относительно оси С, перпендикулярной ри-
сунку. Рассмотрим элемент А отдельно.
Элементарный вихрь А представляет собой гироскоп (см. рис.
3.28,6), вращение ротора которого происходит с частотой со, а
сам гироскоп вращается относительно оси С с угловой скоростью
Q. В этом случае на гироскоп действует момент сил
М = Л>£1, (3.19)
где J— момент инерции относительно оси, совпадающей с со. В
общем случае, когда вихрь повернут на угол относительно оси D,
Af = /coQcosa, (3.20)
Тогда уравнение вращательного движения вихря
a"/rf= JcoQ cos a, (3.21)
где Jd — момент инерции относительно оси D.
Полагая, что большая часть массы вихря сосредоточена на пе-
риферии, имеем
Jd = тХ2/4 (3.22)
и уравнение (3.21) примет вид
a"= 4<oQ cos а. (3.23)
Такое уравнение аналитически не интегрируется. На проме-
жутке [0, л/2] cos а имеет значения от 1 до 0, поэтому
(а")ср= 21®Й, (3.24)
139
Рис. 3.29. К оценке ампли-
туды радиальных пульсаций
а' = 2соП/ + с(, учитывая а'(0) = О,
а' = 2<aQf и далее
а = toQ/2 + с2, а так как а(0) = 0, то
а = toQ? (3.25)
и время пульсаций находим из условия а = тс/2, т. е.
т = (7t/2<oQ)V2, (3.26)
частота пульсаций будет определяться соотношением
v = 1/т = (2<on/jt)V2. (3.27)
Характерные значения Q = 3 • 104 4с-1, to =104 с-1, следователь-
но, v = 10 кГц.
Оценим амплитуду таких пульсаций, т. е. расстояние, на кото-
рое они могут проникать. Запишем уравнение Ньютона для ра-
диального смещения вихря (рис. 3.29)
F= ДЛгХ2/2, т = 2лгХ2р,
где г — расстояние от оси вихревой трубы до вихря.
Тогда ускорения а
а = ДЛгЛ.2/(4л12Л.2р), Д/* = pv2. (3.28)
Полагая силу F постоянной и интегрируя уравнение (3.28), по-
лучаем _
/= l/r — (йкх/гУ/Ъп = 0,1,
т. е. по порядку величины / близка к реальному значению
0,1-0,2.
З.б. Взаимосвязь акустических и термодинамических
характеристик работы вихревой трубы
Дальнейшее исследование природы энергоразделения в вихре-
140
вых трубах требует детального изучения взаимосвязи возбуждае-
мых аэроакустических возмущений с термогазодинамическими
характеристиками. Это подтверждают и результаты предвари-
тельных исследований отмеченной проблемы (рис. 3.30—3.32),
которые показали, что эффекты подогрева, адиабатный КПД и
интенсивность акустических пульсаций наиболее ярко выражен-
ной в спектре моды с частотой v = 16,650 кГц ведут себя при из-
менении относительной доли холодного потока ц одинаковым
образом, достигая при ц = 0,66 максимального значения и при
остальных ц плавно убывая (измерения производили при малых
давлениях на входе в вихревую трубу = 2,3).
Результаты эксперимента показали, что при постепенном уве-
личении ц происходит скачкообразное изменение спектрального
состава излучаемых трубой звуковых волн. При этом подобным
образом изменяются и термодинамические параметры работы
вихревой трубы. Видно (см. рис. 3.32), что при достижении
ц = 0,85 происходит резкое уменьшение адиабатного КПД и аб-
солютных эффектов подогрева и охлаждения (по модулю). Это
явление сопровождается уменьшением интенсивности низкочас-
тотных колебаний и соответственно увеличением высокочастот-
ной акустической составляющей. Динамика низкочастотных ко-
лебаний в зависимости от ц аналогична поведению адиабатного
КПД, т. е. максимуму КПД соответствует и максимум звукового
давления, приходящегося на частоту 1300 Гц. Можно сделать вы-
вод, что в процессе энергопереноса в вихревой трубе наиболее
активную роль играют низкочастотные возмущения и перспекти-
ва в использовании интенсификации тепломассообмена в вихре-
вой трубе связана с применением для этого низкочастотных ко-
лебаний, соответствующих диапазону 1000—3000 Гц. Между аку-
стическими характеристиками и эффективностью работы вихре-
вой трубы существует четкая корреляция. Таким образом, на ос-
нове представленного обзора и результатов некоторых экспери-
ментальных исследований макро- и микроструктуры вихревого
потока выделим наиболее характерные и принципиальные его
свойства:
1) в вихревой трубе присутствует два потока: периферийный с
потенциальной закруткой и приосевое «квазитвердое» вихревое
ядро, движущееся аксиально в сторону, противоположную пери-
ферийному вихрю;
141
Рис. 3.30. Термодинамическая (а) и акустическая (б) характеристики вихревой
Рис. 3.31. Термодинамические характеристики работы вихревой трубы &ТГ",
(а) и -Пад (б) при ?!*= 0,15 МПа; F= 0,1; 7 = 0,8; / = 9; ДГГ’ (7), ДГХ* (2)
2) полная температура постепенно убывает от периферии к
центру (безреверсный режим работы), а статическая температура
в приосевой области может возрастать;
3) при определенных значениях режимных и геометрических
параметров работы вихревой трубы возникают зоны рециркуля-
ции, которые могут достигать значительных размеров как в про-
дольном, так и в поперечном направлениях;
4) движение газа в вихревой трубе нестационарно и трехмер-
но. Наиболее существенные проявления неустойчивости — низ-
кочастотных (1—2 кГц) и высокочастотные (12-18 кГц) пульса-
ции давления и связанные с ними прецессионное движение ви-
142
а) б)
Рис. 3.32 Зависимость акустических характеристик_потока в вихревой трубе от v
(а) и ц (б) при 30 мм; Р}= 0,15 МПа; Fc= 0,1; гд= 0,8; /= 9
хревого ядра, когерентные вихревые структуры, типа вихревых
спиралевидных жгутов, распространяющихся по периферии. При
возбуждении низкочастотных и высокочастотных структур воз-
никает скачок сопротивления;
5) подавление звуковых колебаний в определенном диапазоне
частот приводит к снижению эффективности энергоразделения;
6) турбулентность в вихревой трубе неоднородна и анизотроп-
на. Превалирует радиальная составляющая пульсаций скорости.
По мере продвижения к периферии масштаб турбулентности воз-
растает с одновременным уменьшением интенсивности. Поведе-
ние касательных турбулентных напряжений имеет знакоперемен-
ный характер.
Приведенный качественный анализ макро- и микроструктуры
потока, а также природы энергоразделения в вихревой трубе и
соответствующие оценки имеют важное значение для развития
теории вихревого эффекта и совершенствования создаваемых на
его основе технических устройств.
Полученные результаты могут быть использованы при разра-
ботке конкретной математической модели вихревого энергораз-
деления, в частности, при формулировке выражений, соответст-
вующих замыканию системы уравнений турбулентного движения
в вихревой трубе, а также выражений, моделирующих явления
переноса энтальпии, кинетической энергии и т. п.
Согласно изложенному, можно сделать вывод, что наиболее
перспективное направление экспериментального исследования
143
вихревого эффекта — изучение аэроакустического взаимодейст-
вия газодинамических структур, развиваемых в вихревом потоке,
влияния этих структур на эффективность энергопереноса и, что
немаловажно, изучение методов управления динамикой микро-
структуры потоков в вихревой трубе.
Проведение таких исследований позволило бы уточнить физи-
ческую картину вихревого эффекта, а также разработать методы
интенсификации тепломассообменных процессов в устройствах
технологического назначения.
3.7. Неустойчивость закрученных потоков
Согласно современным представлениям, возмущения, возни-
кающие в сдвиговых течениях, играют существенную роль в про-
исходящих там процессах тепломассообмена. Во многих случаях
эти возмущения носят достаточно организованный, трехмерный
характер, что позволяет их классифицировать как когерентные
вихревые структуры. В закрученных течениях это проявляется
особенно отчетливо и своеобразно.
К настоящему времени наиболее исследована неустойчивость
Тейлора, которую можно наблюдать, в частности, при соответст-
вующих условиях в течении Куэтта (рис. 3.33).
Потеря устойчивости течения между двумя концентрическими
цилиндрами приводит к появлению и росту вторичного течения
(вихрей Тейлора). С увеличением числа Рейнольдса вихри Тей-
лора становятся неустойчивыми, и при втором критическом чи-
сле Рейнольдса устанавливается новый режим, в котором по ви-
хрям Тейлора бегут азимутальные волны [225].
При анализе устойчивости широко используется метод Рэлея
[196], основанный на анализе условий активного и пассивного
влияния центробежных сил. При активном характере центробе-
жная сила способствует развитию случайных возмущений в по-
токе, а значит приводит к усилению турбулентных пульсаций. С
использованием этого метода для плоского вращательного дви-
жения показано, что центробежные силы активно воздействуют
при условии ^L-{pV9/dr) < 0 . Неустойчивость Тейлора возникает
и в пограничном слое на криволинейной стенке. Устойчивость
турбулентных течений с продольной кривизной впервые иссле-
144
довал Прандтль. Основную роль в вихревых течениях [14] игра-
ют трехмерные вихревые структуры винтовой формы. При иссле-
довании потоков в вихревых трубах вихревые жгуты визуально
наблюдал Ш.А. Пиралишвили и дал качественное объяснение их
связи с процессом энергоразделения [139]. Эти структуры деталь-
но изучены С.В. Лукачевым, который использовал датчики пуль-
саций давления. Как показали эксперименты, вихревые жгуты
являются следствием неустойчивости сдвигового слоя. Некото-
рые особенности развития винтовых вихрей (спаривание, укруп-
нение) аналогичны вторичным структурам в слое смешения сво-
бодной струи [109].
Особого рода неустойчивости возникают при переходе закручен-
ного течения в покоящуюся среду. Эксперименты на вихревых
форсунках и горелках показали, что при выходе закрученного по-
тока из горловины соответствующего вихревого устройства разви-
ваются вторичные течения, происходит так называемый распад ви-
хря. Считается [62, 237], что существуют 3 основных вида распа-
да: осесимметричный, спиральный и в виде двойной спирали.
При осесимметричном и спиральном распаде поток сильно
турбулизируется и, как считают, служит предвестником рецирку-
ляции.
В работе [62] указывается также, что после распада вихря по-
ток находится в состоянии прецессии. Аналогичной точки зре-
ния придерживается и С.В. Лукачев, который наблюдал распад
вихря в вихревом генераторе звука с соответствующим появлени-
ем прецессии вихревого ядра (ПВЯ).
Результаты визуализации потока закрученной жидкости пока-
заны на рис. 3.34 и 3.35, где хорошо видно прецессирующее яд-
ро. На рис. 3.35 видна еще одна форма неустойчивости, связан-
ная с ПВЯ и условиями на выходе.
Внутри закручивающего устройства турбулентные вихри осу-
ществляют пульсации главным образом в радиальном окружном
направлении. На выходе образуется крупный вихрь с закруткой
в продольном сечении, который располагается в месте прохож-
дения траектории ПВЯ. При малых числах Рейнольдса этот
вихрь присоединенный, но при увеличении числа Рейнольдса та-
кие вихри начинают попеременно срываться с разных сторон за-
кручивающего устройства при прохождении ПВЯ.
Если ядро вихря заполнено атмосферным воздухом или пара-
145
Рис. 3.33. Фотографии течения между концентрическими вращающимися цилин-
драми, когда внутренний цилиндр вращается (отношение радиусов 0,88) [225]:
а — вихри Тейлора; б — волны на вихрях; в — «первое появление случайности» в
волнах на вихрях; г — азимутальные волны исчезли, течение турбулентное
Рис. 3.34. Визуализация течения в вихревых горелках:
а — визуализация при течении воды с примесью полистирола. Re = 3,5 I05 [14];
б~ по данным [173] визуализация двухфазного потока керосин-воздух.
Re = 5 105
ми жидкости, то отчетливо видно, как газовый шнур на срезе вы-
хода из вихревой камеры приобретает расплывчатые очертания.
Рассматривая эту расплывчатость в мигающем свете стробоско-
па, можно обнаружить, что ядро вихря совершает винтовое по
расходящейся спирали сателлоидное движение вокруг оси вихре-
вой камеры, причем число оборотов ядра вихря пропорциональ-
но угловой скорости жидкости. Аналогичные результаты получа-
ются при импульсной подкраске ядра вихря. Первое описание
эксперимента дано в работах [92]. Расходящаяся спираль ядра
хорошо видна на рис. 3.36.
146
В настоящее время возник-
новение ПВЯ рассматривают
как самоиндуцированное вра-
щение винтового вихря [14].
Однако данной точки зрения
придерживаются не все авто-
ры [62]. С.В. Лукачев при рас-
смотрении регулярных низко-
частотных пульсаций давле-
ний в вихревой трубе (которые
идентифицированы с прецес-
сией) объясняет их возникно-
вение динамическим взаимо-
действием приосевого потока
с вторичными вихревыми
структурами (винтовыми вих-
рями).
В работе [92] предложен ме-
ханизм возникновения пре-
Рис. 3.35. Присоединенный крупный
вихрь при Re = 3,5 IO4 [14J
цессии на основе теоремы Резаля. При этом получено выражение,
позволяющее определить частоту прецессии ядра вихря через ча-
стоту вращения потока и коэффициент расширения, зависящий от
длины расширяющейся области по оси вихревой камеры.
С увеличением расстояния от среза вихревой камеры в глуби-
ну расширяющейся области частота прецессии уменьшается, по-
Рис. 3.36. Прецессирующая вращающаяся струя:
а — схематическое изображение: 1 — ось вихревой камеры; 2— область форми-
рующего патрубка; 3 — область расширения; 4 — область турбулентного распада
вращающейся струи; б — фотография, полученная теневым способом
147
этому ядро вихря скручивается в спираль с увеличивающимся
шагом.
Характеристики прецессирующего ядра вихря являются основ-
ным источником информации при разработке вихревых измери-
тельных приборов.
Таким образом, либо вследствие самой индукции, либо по
другим причинам, винтовые вихри существенным образом опре-
деляют структуру основного и вторичных течений.
Наиболее детально и подробно исследованием винтовых вих-
рей занимался С.В. Алексеенко, который получил ряд интерес-
ных как теоретических так и экспериментальных результатов
[15]. Согласно полученным им данным, в ограниченных закру-
ченных потоках винтовые вихри обладают локальной винтовой
симметрией, причем в некоторых случаях тип симметрии для ви-
хря может изменяться (от правовинтовой к левовинтовой сим-
метрии). Также теоретически было получено и косвенно экспе-
риментально подтверждено, что течение с немонотонным про-
филем осевой скорости может быть индуцированным только при
суперпозиции правого и левого вихрей.
Можно сделать вывод, что вторичные вихревые образования
играют существенную роль в тепломассообменных процессах,
происходящих в интенсивно закрученных потоках. Следователь-
но, задача адекватного описания микро- и макроструктуры за-
крученного потока в настоящее время требует от исследователей
развития подходов, позволяющих учитывать механизмы возник-
новения и эволюции крупномасштабных термогазодинамических
возмущений, которые в дальнейшем должны послужить предыс-
торией более глубокого физического объяснения феномена Ран-
ка и описывающей его математической модели.
148
Глава 4
Теоретические основы вихревого эффекта
4.1. Анализ физико-математических моделей, объясняющих
эффект энергетического разделения в вихревых трубах
Несмотря на длительное изучение вихревого эффекта до сих
пор отсутствует общепризнанная физико-математическая модель
феномена. Наиболее обоснованной считается гипотеза взаимо-
действия вихрей [116], но и она не лишена некоторых неточно-
стей и противоречий. Пока не проведено строго обоснованного
прямого эксперимента, способного полностью подтвердить ее
достоверность.
Оценивая объективность описания теорией некоторого физи-
ческого явления, в частности, эффекта перераспределения пол-
ной энтальпии в вихревых трубах, следует придерживаться вве-
денных А. Эйнштейном критериев, названных им критериями
внешнего и внутреннего оправдания. Первым критерием всякой
теории служит соответствие ее известным опытным фактам —
это критерий внешнего оправдания. Альтернативность оценки по
первому критерию позволяет из множества возможных гипотез
выбрать лишь те, которые наиболее полно удовлетворяют имею-
щемуся фактическому материалу.
В соответствии со вторым критерием, некоторая неопределен-
ность которого признавалась и А. Эйнштейном, в теории долж-
но быть логически оправданное внутреннее совершенство. «Во
втором критерии речь идет не об отношении к опытному мате-
риалу, а о предпосылке самой теории, о том, что можно было бы
кратко, хотя и не вполне ясно, назвать «естественностью» или
«логической простотой» предпосылок (основных понятий и ос-
149
новных соотношений между ними)» [30]. Таким образом, второй
критерий представляет требования логической простоты к акси-
оматике гипотезы, которая, как известно, во многом определяет-
ся интуицией исследователя. Второй критерий не может быть
просто сведен к числу аксиом [55]. А. Эйнштейн предлагает
«... из двух теорий с одинаково простыми положениями следует
предпочесть ту, которая сильнее ограничивает возможные apriori
качества систем (т. е. содержит наиболее определенные утвер-
ждения)».
Все рассматриваемые альтернативные гипотезы, описывающие
вихревой эффект, должны пройти проверку по критерию внеш-
него оправдания на соответствие всем известным эмпирическим
фактам, составленным по результатам основополагающих, обще-
признанных и широко известных исследований. Эти характер-
ные особенности потока рассмотрены в предыдущих главах мо-
нографии. Попытаемся провести некоторую классификацию,
распределив все известные теоретические разработки по груп-
пам. Работы, отнесенные к одной группе, объединяются по од-
нозначности некоторых характерных признаков, допущений, ак-
сиом. Из каждой группы для анализа выберем одну или две ра-
боты, наиболее полно отражающие их гносеологическую сущ-
ность.
Следуя описанной схеме, разобьем известные работы, в кото-
рых сделана попытка описания физико-математической модели
процесса энергоразделения в вихревых трубах, на 4 группы гипо-
тез:
1) центробежная [17, 223, 247, 269];
2) использующая «Демон Максвелла» [63, 165, 240, 242];
3) радиальных потоков Хильша—Фултона [59, 225, 227, 229—
231, 251, 255, 267];
4) гипотеза взаимодействия вихрей [85, 115, 116, 137, 140, 142,
143, 155, 197, 204, 245, 267].
Наиболее полно идеи представителей центробежной гипотезы
выражены в работах Эрделаи [223] и Вебстера [269], но, учиты-
вая заслуги Ж.Ранка, остановимся вначале на его теоретических
обоснованиях.
Рассматривая условие равновесия элементарного объема газа в
поле центробежных сил
150
(4.1)
Иф/г= dP/pdr-
уравнение состояния P=pRT; (4.2)
уравнение изоэнтропы
Рр к = const, (4.3)
Ранк приходит к заключению, что с ростом радиуса, как сле-
дует из уравнения равновесия и адиабаты, градиент давления в
поле центробежных сил растет интенсивнее плотности. Тогда в
соответствии с уравнением состояния с ростом радиуса темпера-
тура должна возрастать. Однако расчетный градиент температу-
ры по теории Ранка получается в шесть раз меньше опытного.
Это заставило Французскую академию наук объявить опыты
Ранка ошибкой, хотя ошибочной была предложенная им физи-
ко-математическая модель, не соответствующая внешнему кри-
терию оправдания и имеющая в своей основе достаточно наив-
ную аксиоматику.
Выдвинутая Эрделаи гипотеза была построена на анализе си-
лового взаимодействия интенсивно центробежного поля с тепло-
вым [223] (рис. 4.1.).
Воспользовавшись выражением для расчета тепловой скорости
молекул
V = y/3RT, (4.4)
на которые воздействует некоторое силовое поле, сообщающее
им ускорение а, с учетом уравнений, описывающих равноуско-
ренное движение, можно получить зависимости
К = К0 + от; 5 = Иот + ^-;
гз---------------- (4-5)
х = ~У^Уо +2g£; И2-И02 = 2о5,
а
где т — произвольный момент времени; Уо — начальная скорость
молекулы при т = 0.
Разность квадратов скоростей системы (4.5) можно записать
иначе, воспользовавшись (4.4)
3RT - ЗЯГ0 = 2aS,
151
Рис. 4.1. К модели Эрделаи [223]
тогда градиент температуры можно рассчитать по выражению
(4.6)
где Ttr — абсолютная температура, соответствующая поступатель-
ному движению молекул.
Так, для трубы диаметром d^= 24,14 мм при входной темпера-
туре Г]’= 293,15 К, для воздуха А = 287 Дж/(кг • К), для двух-
атомного газа к = 1,4 в [223] получен радиальный градиент тем-
пературы
grad 7^= 17,85 К/мм,
что является результатом воздействия центробежного поля с ус-
корением
а = И02/г = 7,68 • 106 м/с2,
почти в 106 раз превышающим ускорение свободного падения.
Для двухатомного газа с учетом распределения энергии по степе-
ням свободы, полученный градиент следует скорректировать, ум-
ножив на коэффициент 3/7, где 3 — число степеней свободы по-
ступательного движения двухатомных молекул. Знаменатель со-
стоит из 5 степеней свободы таких молекул (3 поступательных и
2 вращательных) плюс две виртуальные степени свободы. Тогда
grad Ttr = 17,85 • 3/7 = 7,6 К/мм.
При сверхзвуковом втекании газа градиенты достигают еше
152
больших значений. Для вихревого энергоразделителя Эрделаи
получено соотношение по определению среднеинтегрального
эффекта охлаждения А7Х у отводимых из центральной части че-
рез отверстие диафрагмы масс газа
Д4 = J
о
2 V2
3R г2
г/2
г dr = ,
3R
или после умножения на 3/(f + 2)
V2 ’
at;=at;.3/(/ + 2) = ^)
(4.7)
где f — число всех степеней свободы; 3 — число степеней свобо-
ды поступательного движения; 2 — число виртуальных степеней
свободы.
Согласно Эрделаи, воздействие силового потока на молекулы
состоит в том, что при движении в направлении, совпадающем с
вектором ускорения, полная энтальпия молекул возрастает. Если
молекула перемещается в противоположную сторону, полная эн-
тальпия убывает. Все это приводит к соответствующему полю
температуры, вычисленному по выражению (4.7). Скорость исте-
чения из завихрителя при использовании сверхзвукового сопла
Лаваля
(4.8)
После подстановки (4.8) в (4.7) вместо Ио получим зависимость
А-1
= 1 ГМ к
?! IM
(4-9)
По Эрделаи относительная разность температуры, достижимая
в вихревом энергоразделителе, зависит лишь от рода рабочего те-
ла и срабатываемого перепада давления. Абсолютное значение
разности температуры пропорционально Для плоского вихря
153
при незначительных ускорениях модель, предложенная Эрделаи,
дает удовлетворительное совпадение с экспериментом, особенно,
если эти расчеты относятся к атмосфере. Температурный гради-
ент атмосферного воздуха, рассчитанный по этой модели и полу-
ченный из эксперимента, имеет одно и то же значение 1/102 »
® 0,01 К/м. Однако этого совпадения нет, если использовать ме-
тод для расчета эффектов энергоразделения в вихревых трубах
Ранка.
Основываясь на результатах работы [223], можно предположить,
что использование устройств, раскручивающих охлажденный и
подогретый составляющие потоки, покидающие вихревые трубы,
может повысить эффекты энергоразделения вследствие увеличе-
ния степени расширения в вихре. Это предположение получило
экспериментальное подтверждение в работах А.П. Меркулова и его
учеников, а также в работах В.И. Метенина и других исследовате-
лей из различных научных центров как в нашей стране, так и за
рубежом [40, 112, 116, 137, 222, 226, 243, 245, 260, 262, 263, 270].
Экспериментально и теоретически подтверждено влияние на ка-
чество процесса теплофизических характеристик рабочего тела, в
том числе и показателя адиабаты [35—40, 112, 116, 152, 153]. Час-
тично получил опытное подтверждение вывод о пропорциональ-
ности абсолютных эффектов охлаждения от температуры газа на
входе в сопло-завихритель [112,137]. Однако существенные расхо-
ждения теоретических предпосылок с результатами эксперимен-
тальных исследований не позволяют сделать вывод о достоверно-
сти рассматриваемой физико-математической модели процесса
энергоразделения. Прежде всего расхождение заключается в хара-
ктере распределения термодинамической температуры по попере-
чным сечениям камеры энергоразделения вихревых труб. В гипо-
тезе рассмотрен плоский вихрь, поэтому объективности ради сле-
дует сравнить эпюры температуры для соплового сечения. Согла-
сно [223], распределение полной температуры линейно по сече-
нию, причем значение максимально на поверхности трубы. Экс-
перименты свидетельствуют о существенном удалении максимума
полной температуры от поверхности, причем это отклонение не
может быть объяснено лишь неадиабатностью камеры энергораз-
деления [17, 40, 112, 116, 207,220, 222, 226, 227-231, 245, 251, 260,
262, 263, 267, 270]. Опыты показывают, что эффективность энер-
горазделения существенно зависит от геометрии трубы и длины ка-
154
меры энергоразделения, что никаким образом не отражается в мо-
дели. Предложенная в [223] модель не в состоянии объяснить на-
блюдаемое в опытах явление, известное как реверс вихревой тру-
бы [40, 112, 116, 236]. Эффекты энергоразделения, достигнутые в
опытах, намного превышают предсказанные гипотезой Эрделаи.
С учетом того, что ДГ= Т* — Т*, выражение (4.9), полученное
Эрделаи, можно преобразовать
*-1
ег-ех=(1-Л/Л‘)<: •
Предполагая, что давление на выходе из трубы равно атмо-
сферному Р2 = Рат, получаем
*-1
er-ex = (i-<)к •
(4.Ю)
Воспользуемся полученным выражением и оценим по Эрделаи
степень возможного охлаждения воздуха (к= 1,4) при давлении
на входе Р{* = 0,6; 0,5; 0,4 МПа и атмосферном давлении Рат= 0,1
МПа, для ц = 0,5.
Расчет по уравнению (4.10) Эксперимент [27,71,75]
ег-0х Лтр
0,95 6 0,3
0,94 5 0,25
0,92 4 0,23
Все, отмеченное выше, позволяет считать механизм разделе-
ния, предложенный в [223], далеко не единственным и не отно-
сить его к основным факторам разъяснения сущности процесса
энергоразделения.
Другой представитель центробежной гипотезы, Вебстер в от-
личие от Эрделаи предполагал, что приосевые элементы враща-
ющегося газа охлаждаются в процессе расширения от давления
на периферии до давления на оси трубы [269]. Элементы газа при
этом перемещаются по спирали, совершая работу против центро-
бежных сил (радиальная работа расширения) и затрачивая энер-
гию на разгон соседних частиц газа (тангенциальная работа)
(рис. 4.2).
155
Рис. 4.2. К модели Вебстера [269]
Работа обоих типов совершается в адиабатном процессе в
результате использования некоторой части полной энтальпии,
что приводит к перераспределению энергии и ее конечному пе-
реносу от приосевых слоев к периферийным. При этом Вебстер
предполагает равенство тангенциальной и радиальной работы
расширения. На элемент газа, перемещающийся вдоль линии то-
ка, со стороны центробежного поля действует сила F, которую
можно разложить на радиальную Fr и тангенциальную Ft состав-
ляющие. За время dx элемент переместится в радиальном напра-
влении на величину
dlr = Vdx sin а,
а в тангенциальном направлении на величину
Л = Vdx cos а .
Тогда выражения для работ
dwr = Frdlr= X/'lVFdx sin a,
= Fr dlr = 1/2 VFdx cos a.
Полная работа расширения газа после интегрирования
Г|
и; = Wr + Wx = 2 dr = <o2r2/2g. (4.11)
о
156
Модель центробежной гипотезы Вебстера также не лишена
внутренних противоречий. Если направление вектора силы F',
действующей на элемент газа, задается углом а по отношению к
радиусу окружности, проходящей через эту точку, то линия ее
действия должна быть нормальна к линии тока. В этом случае
работа, совершаемая элементом при его перемещении по линии
тока, равна 0. Если изменить угол а, то нарушится равенство
И/г= и, следовательно, закон распределения скорости будет
соответствовать вынужденному вихрю. Пренебрежение трением
приводит к движению элемента газа с постоянством импульса и
распределению окружной скорости по закону свободного вихря
Ифг = const.
Фультон [225] показал, что для свободного вихря И' = 0. Это
означает, что отправные положения гипотезы Вебстера не совсем
верны. Не соответствует она истине и по внешнему критерию
оправдания. Согласно Вебстеру, прямоточная вихревая труба
должна быть эффективнее противоточной, а зона максимальной
разности температуры удалена от соплового ввода к дроссельно-
му концу трубы, что не подтверждается результатами опытов [17,
40, 112, 116, 227].
Ряд авторов используют для объяснения эффекта энергоразде-
ления метод, известный в термодинамике как «демон Максвел-
ла» [63, 165, 240 , 242], в котором основной упор делается на пе-
редислокацию «быстрых» и «медленных» молекул у максвелл-
больцмановского газа с соответствующим равновесным распре-
делением, приводящую к тому, что более «быстрые» молекулы
дислоцируются в периферийной области, а более «медленные» —
в приосевой, что и вызывает эффект энергоразделения. Обладая
различной кинетической энергией, молекулы газа обладают и
различной проникающей способностью в направлении положи-
тельного градиента давления. «Быстрые» молекулы перемещают-
ся к периферии, увеличивая тем самым у этих слоев среднеста-
тистическую (термодинамическую) температуру. Такое предпо-
ложение прогнозирует линейное распределение статической тем-
пературы по сечению трубы. Однако опыты показывают наличие
максимума у кривой распределения Т. Модели этого направле-
ния исключают влияние на процесс геометрии устройства, что
тоже противоречит опыту.
Наиболее представительна и логична третья группа работ, ко-
157
Рис. 4.3. Гипотеза радиальных потоков энергии:
т — касательные напряжения трения; dq — поток тепла; dEK — поток кинетичес-
кой энергии
торые можно объединить как гипотезы радиальных потоков Хил-
ша—Фултона. Если пренебречь некоторыми различиями в от-
правных моментах в их построениях теоретического обоснова-
ния, представители этой группы за основу эффекта принимают
наличие в камере энергетического разделения вихревой трубы
двух основных потоков энергии: потока кинетической энергии,
направленного от центра к периферии, и потока тепла, направ-
ленного в противоположную сторону. Основные положения ее
состоят в следующем. Втекая через сопло, газ образует в сопло-
вом сечении интенсивный круговой поток, вращающийся по за-
кону свободного вихря Ифг = const. По мере продвижения вдоль
трубы этот поток под действием сил трения перестраивается в
вынужденный вихрь. В результате внутреннего трения происхо-
дит уменьшение угловых скоростей внутренних слоев и увеличе-
ние угловых скоростей внешних слоев. Это обусловливает возмо-
жность перехода механической энергии от центра к периферии и
выравнивает угловые скорости по всему сечению. В то же время
158
вследствие более высоких значений статической температуры у
периферии вихря по сравнению с центральными слоями сущест-
вует поток тепла, имеющий противоположную направленность
(рис. 4.3).
Согласно этой модели, самая низкая температура, которую мо-
жно получить при обратимом адиабатном расширении газа от
начального давления до давления среды, в которую происходит
истечение, определяется соотношением
*-1
T2ITx={P2lPxyr.
Если приосевые элементы потока газа в трубе отдадут всю
свою кинетическую энергию, не воспринимая тепло, то холод-
ный поток будет иметь температуру, рассчитанную по приведен-
ному выражению. Взяв отношение потока кинетической энергии
Ек к потоку тепла q, Фултон [225] получил
£к/? = 2n’g% = 2Рг,
Л,
где г|* — динамическая вязкость; Л. — теплопроводность.
Согласно кинетической теории газов и теории турбулентности,
турбулентное число Прандтля равно ламинарному и лежит в пре-
делах от 0,66 до 0,85. При Рг = 0,5 разделение отсутствует
EK/q = 2Рг = 2 • 0,5 = 1.
Реверс возможен лишь тогда, когда Рг < 0,5. Однако, согласно
[225], для числа Прандтля получена полуэмпирическая зависи-
мость
Рг = 4£/(9£ - 5), где к = Ср1Сг.
Таблица 4.1. Показатель адиабаты и число Прандля для газов
Газ к Рг
Одноатомный 1,67 0,67
Двухатомный 1,41 0,74
Трех- и многоатомный 1,3 0,78
Из данных табл. 4.1 следует, что реверс вихревых труб невоз-
можен. По Фултону при полной отдаче кинетической энергии
159
EK= C^.ts вынужденный вихрь получает от периферийных слоев
энергию в форме тепла
9=СДЧ- (AQmaJ
Тогда максимальное охлаждение приосевых слоев составит .
А^тах _ । _ 1
ДГ5 2 Рг ’
Для воздуха Рг = 0,72 и решение уравнения дает величину воз-
можного охлаждения
Д/тах= 0,305 М, (4.12)
Однако полученные в работах [40, 112, 116, 204, 222, 226, 243,
245, 260, 263, 270] эффекты охлаждения примерно в три раза вы-
ше рассчитанных по выражению (4.12). Таким образом, гипотеза
радиальных потоков не в состоянии объяснить основное — столь
высокие эффекты охлаждения. Если учесть и то, что по гипоте-
зе Фултона прямоточная труба эффективней противоточной, то
станет очевидна ее несостоятельность. Этой же гипотезы придер-
живались авторы работ [63, 66, 67, 141, 184, 185, 187].
Самой представительной и наиболее достоверной следует счи-
тать гипотезу взаимодействия вихрей, процесс энергоразделения
в которой рассматривается с позиций взаимодействия двух пере-
мещающихся в противоположных направлениях вихрей: перифе-
рийного, вращающегося по закону потенциального вихря, и при-
осевого, вращающегося как квазитвердое тело. Соглашаясь с су-
ществованием этого взаимодействия, различные авторы неоди-
наково трактуют с физических концепций сам механизм энерго-
переноса. Уже Шульц-Груновым [257, 258] была высказана идея
о том, что в предельном случае энергоразделения должно устано-
виться адиабатное распределение параметров, в том числе и тем-
пературы по сечению трубы. К сожалению, автор, отмечая име-
ющиеся отклонения от адиабатного распределения по сечению,
не конкретизировал место его расположения, что из-за конечной
протяженности камеры энергоразделения вносит некоторую не-
определенность. Тем не менее для уяснения физической сущно-
сти гипотезы взаимодействия вихрей в современной трактовке
положения, высказанные Шульц-Груновым, имеют несомнен-
но
ную ценность. Отклонение температуры приосевых масс газа от
адиабатной объясняется передачей окружного количества движе-
ния под действием раскрутки приосевых слоев касательным уси-
лием струи входящего в трубу тангенциально закрученного пото-
ка газа. Трение способствует переносу окружного количества
движения. Шульц-Грунов считает, что малые диаметры вихревых
труб, исследованные Хильшем (5 < d<, 18 мм) при давлении сжа-
того воздуха 0,3 < Ру < 0,7 МПа, позволяют достигать весьма су-
щественных значений градиентов давления, о чем можно судить
по уравнению радиального равновесия элемента газа в центробе-
жном поле
grad Р = рИф2/г. (4.13)
Шульц-Грунов свидетельствует о противоположном осевом
перемещении периферийно расположенных масс газа и масс га-
за, находящихся в приосевой области камер энергоразделения. В
этом случае на границе раздела потоков, движущихся противопо-
ложно, возникает свободная турбулентность. Пристенная турбу-
лентность во вращающихся потоках газа проявляется значитель-
но интенсивнее, чем при прямолинейном течении, но в процес-
се энергоразделения ей отводится меньшая роль. Шульц-Грунов,
ссылаясь на Ричардсона [249], считает, что частицы газа, распо-
ложенные на более высоких радиальных позициях, в процессе
турбулентного движения могут перемещаться к оси, а приосевые
перескакивать на более высокие радиальные позиции. Частицы,
перемещающиеся к центру, должны произвести работу против
центробежных сил, так как они плотней приосевых. Частицы,
перемещающиеся к периферии, должны произвести работу про-
тив сил, вызванных градиентом давления. Эта механическая ра-
бота осуществляется в центробежном поле за счет кинетической
энергии турбулентности, которая в свою очередь входит в общую
кинетическую энергию направленного течения, т. е. элементы
газа, перемещающиеся за счет радиальной составляющей пульса-
ционного движения с одной радиальной позиции на другую, мо-
гут рассматриваться как рабочее тело холодильной машины,
обеспечивающей под действием турбулентности перекачку энер-
гии от приосевых слоев к периферийным. Физический процесс
энергоразделения имеет аналог среди атмосферных явлений.
Шмидт [256] показал, что в атмосфере тепло переносится от бо-
161
лее холодных слоев газа, расположенных на больших высотах, к
более нагретым элементам воздуха, расположенным у поверхно-
сти Земли. Этот процесс происходит в направлении, совпадаю-
щем с градиентом давления, вызванным гравитационным полем.
Если при четко выраженном расслоении газа возникает и разви-
вается турбулентность [197], то при градиенте давления турбу-
лентность, согласно Эртелю [224], работает как холодильная ма-
шина, являясь в некотором смысле реальным воплощением «де-
мона Масквелла». Этот механизм объясняет и возникновение на
подветренной стороне кругового цилиндра, обдуваемого потоком
воздуха, необъяснимо сильного снижения температуры [221].
Ван-Димтер [267] считает, что наблюдаемое распределение по-
лной температуры возникает в процессе воздействия трех факто-
ров энергопереноса. Трение, действующее в направлении вырав-
нивания угловой скорости, приводит к замедлению движения в
центральной области элементами газа, перемещающимися по пе-
риферии. Энергия от газа, размещенного у оси, передается к
массам газа на периферию. Ван-Димтер с помощью сравнитель-
но простой газодинамической модели соединил идеи представи-
телей гипотезы радиальных потоков с идеями Принса [248] о
том, что разделение в центробежном поле вихревой трубки есть
результат, обусловленный действием крупномасштабной турбу-
лентности по аналогии с атмосферными явлениями. Кроме ради-
ального потока энергии Ван-Димтер ввел еще радиальный поток
тепла, направленный от периферии к центру, но это противоре-
чит направлению переноса тепла в турбулентной атмосфере, ко-
торое совпадает с направлением градиента давления. Аналитиче-
ское описание процесса энергоразделения Ван-Димтер строит на
использовании выведенного Маделунгом [239] обобщенного
уравнения Бернулли
vfvpC/J + VpIv2-X5T-ns] = 0, (4.14)
2 (1 V 2
S = 2VdefV--jVW = l|vj + WV-^VVV, (4.15)
где V — вектор скорости; г] — динамическая вязкость; X — теп-
лопроводность; р — плотность. Уравнение (4.14) позволяет сде-
162
лать вывод о том, что температура торможения вдоль линии то-
ка Т*= Т + V/2Cp не постоянна, а меняется вследствие передачи
энергии п 5 в результате молекулярного переноса импульса и в
результате передачи тепла теплопроводностью XV Т. При условии
пренебрежения эффектами в пограничном слое можно проана-
лизировать течение во внутренних слоях закрученного потока в
камере энергетического разделения. Для прямоточной трубы при
ламинарном режиме течения, когда осевой градиент скорости
мал по сравнению с радиальным, равновесное распределение
температуры устанавливается, если радиальный поток энергии
т]5г по направлению к периферии уравновешивается радиальным
потоком тепла 'КдТ/дг, направленным к оси трубы,
а(Э/г) dW дТ п
дг дг дг
п е и, д№
Пренебрегая членом г) W , получаем
а(Э/г) дТ _
дг дг
(4.16)
Выражение (4.16) может быть проинтегрировано, если извес-
тен профиль скорости V(t/, 9, ИО- Для турбулентного течения
следует ввести турбулентный аналог вязкости г]г и теплопровод-
ности Хе. Необходимость учета тепла, переносимого в процессе
перемещения «жидких» объемов в радиальном направлении за
счет радиальной составляющей пульсационной скорости, вносит
уточнение в выражение (4.16) .
ПегЭ
g(»/r)
дг
. дТ . 92 _п
+ Хе —--Хе —— о.
dr С „г
(4.17)
Исходя из (4.17), можно сказать, что для вращения с постоян-
ной угловой скоростью распределение температуры будет адиаба-
тическим. Принятые Ван-Димтером жесткие допущения и их не-
которая алогичность делает разработанную им модель недостато-
чно корректной. Весь анализ проводится для прямоточной вих-
ревой трубы, хотя она менее эффективна, чем противоточная. В
163
модели предполагается перенос окружного импульса от более
«медленных» элементов газа к более «быстрым», что нереально с
физической точки зрения. Скорости вращения, а следовательно,
и запас кинетической энергии у периферийно ориентированных
элементов закрученного потока значительно выше, чем у приосе-
вых. Это делает возможным лишь обратное направление транс-
порта кинетической энергии, в чем и состоит основное противо-
речие модели Ван-Димтера.
Хинце [197], рассматривая проблемы переноса в турбулентных
потоках, ввел понятие жидкого моля, под которым понимает
«достаточно протяженную часть жидкого континуума, состоя-
щую из когерентного конгломерата жидких частиц». Размер жид-
кого моля сравним с интегральным масштабом турбулентного
движения, причем обмен его с окружающей средой будет опре-
деляться влиянием мелкомасштабных турбулентных движений. В
процессе перемещения в радиальном направлении, совпадающем
с направлением градиента давления и при противоположном
движении, турбулентные моли совершают микрохолодильные
циклы. В рамках формализма Прандтля предполагается, что ка-
ждый жидкий или, как его еще называют, турбулентный моль в
процессе турбулентного движения представляет собой некоторую
индивидуальность, сохраняющую свою субстанцию в течение не-
которого характеристического промежутка времени. Необходимо
помнить, что имеющие место пульсации давления при переме-
щении моля на длине пути смешения /' будут сопровождаться
переносом импульса. Тогда, если импульс не сохраняется, нару-
шается требование, предъявляемое Прандтлем к транспортабель-
ной субстанции,— турбулентному молю. Тем не менее понятие
турбулентного моля удобно использовать при анализе задач пе-
реноса. Ссылаясь на работу Шмидта [256], Хинце отмечает, что
расслоение будет устойчивым, если распределение температуры
отличается от адиабатного
dT к-\ То dP
dr к Ра dr
к Pq dr
(4.18)
Выражение (4.18) можно получить в процессе дифференциро-
вания по радиусу уравнения адиабаты
164
Л:-1
Г _ ( Р_ Ъ
т0=[р0)
Однако устойчивость будет наблюдается и при политропном
распределении с показателем политропы 1 <п<к, где к = Cp/Cv.
В этом диапазоне процесс переноса тепла против градиента тем-
пературы обусловлен крупномасштабной турбулентностью. Хин-
це считает также, что аномальная температура в следе за телами
при их обтекании сжимаемыми жидкостями с большим числом
Маха [197] может быть объяснена переносом энергии при совер-
шении турбулентными молями квази ми крохолодильных циклов.
По мнению Хинце [197], это явление объясняет и физическую
сущность эффекта Ранка. К тому же выводу приходят И.И. Гусев
и Ф.Д. Кочанов [35], получившие для плоского кругового потока
в сопловом сечении политропное распределение параметров
dT _n-iT dP
dr n P dr
Наилучшее совпадение результатов расчета с данными опытов
для приосевого вынужденного вихря имеет место, когда п < к,
что совпадает с заключением Хинце и Шмидта [197, 256]. При
этом для расчета распределения параметров авторы используют
уравнения радиального равновесия dP/dr— pV^/r, вращения вы-
нужденного вихря ® = const, состояния P—pRT. Авторы [197]
принимают допущения:
1) температура Дтц) жидкой частицы в сечении Xt в момент
времени т0 определяется распределениями осредненных темпера-
туры и давления и в то же время жидкая частицы подвергается
адиабатическому сжатию или расширению, а также испытывает
теплообмен с окружающей средой, интенсивность которого оп-
ределяется градиентом температуры (рис. 4.4.);
2) незначительность масштаба лагранжевой корреляции позво-
ляет на расстоянии, не превышающем этот масштаб, считать из-
менение осредненных температуры и давления линейным;
3) время, в течение которого жидкая частица перемещается,
сохраняя свою индивидуальность, настолько велико, что его мо-
жно считать бесконечно большим.
165
Рис. 4.4. Энергоперенос в вихревой трубе:
1 — турбулентный моль; / — длина пути смешения
Тогда дифференциальное выражение для изменения темпера-
туры жидкой частицы на основе первого начала термодинамики
к- \ Т dP
к Р Л
dT
dx
+ а(Г - Т) + е-^-,
(4.19)
где Т, Т — осредненное и мгновенное значение температуры; Р,
Р — то же для давления; т — время; е — коэффициент пропор-
циональности; е — диссипация на единицу массы под действием
турбулентности; а — коэффициент теплообмена. Выражение
(4.19) сводится к виду
' дТ
1 а __
rdr9CpZ,r
Ср г
+ £етР
(4.20)
k dr г J
где £,г — коэффициент вихревой диффузии в радиальном
166
направлении для потока тепла; гт — коэффициент диффузии для
импульса; р — средняя плотность.
Интегрирование (4.20) возможно, если известен характер рас-
пределения У^г) и величина У для некоторого радиуса г0, кото-
рые могут быть использованы в качестве граничных условий.
К сожалению, в [197] не дано полное качественное разъясне-
ние физической стороны явления. К числу жестких следует от-
нести допущение о пренебрежении осевой составляющей скоро-
сти. Для расчета профиля температуры необходимо знать харак-
тер распределения окружной скорости, который зависит не толь-
ко от термодинамических параметров потока газа на входе в ка-
меру энергоразделения вихревой трубы, но и от ее геометрии, а
также от давления среды, в которую происходит истечение. Ос-
тановимся менее подробно на теоретических концепциях Шепе-
ра [255] и А.И. Гуляева [59~61], рассматривавших процесс энер-
горазделения как результат обмена энергией в противоточном те-
плообменнике класса труба в трубе. Сохранив в принципе основ-
ные идеи представителей третьей группы гипотез, Шепер рас-
сматривал ламинарный теплообмен. А.И. Гуляев, сохранив ос-
новные моменты физической картины Шепера, заменил лишь
конвективно-пленочный коэффициент теплопередачи турбу-
лентным обменом. Эти рассуждения не выдерживают критики по
первому критерию оправдания, так как предполагают градиент
статической температуры, направленный от оси к периферии,
что противоречит экспериментальным данным [34—40, 112, 116].
Однако опыты Шепера [255] и А.И. Гуляева [59~61] позволили
сделать некоторые достаточно важные обобщения по макростру-
ктуре потоков в камерах энергоразделения вихревых труб:
1) экспериментально обосновано преимущество вихревых труб
противоточной схемы;
2) выявлено возвратное течение приосевых слоев газа;
3) опытным путем установлено наличие на некоторых режимах
циркуляционного течения в отверстии диафрагмы;
4) отмечена высокая интенсивность анизотропной турбулент-
ности;
5) сделан прогноз о возможности создания двухконтурной ви-
хревой трубы.
Рассмотренные выше работы явились теоретической и экспе-
риментальной базой для выдвинутой А.П. Меркуловым гипотезы
167
взаимодействия вихрей, получившей развитие в работах его уче-
ников [85, 112, 116, 132, 140, 143, 155-157, 159, 228].
Основные положения гипотезы состоят в следующем.
При втекании вязкого сжимаемого газа через сопло-завихри-
тель в камере энергетического разделения образуются два движу-
щихся в противоположные стороны вихря: периферийный, теку-
щий от соплового сечения к дросселю, вращающийся по закону
потенциального кругового потока
V г = const,
ф ’
и приосевой, перемещающийся от дросселя к сопловому сече-
нию и вращающийся по закону квазитвердого тела, т.е. с посто-
янной угловой скоростью
(0 = VJr = const.
Радиус разделения вихрей г2 всегда больше некоторого мини-
мального радиуса rmin, величина которого для потенциального
вихря определяется максимально достижимой скоростью при
адиабатном течении
2it *
V = —_— RT
кФтах ^)1-1 ’
и скоростью истечения из сопла завихрителя
У г. = У г .
ГФ1 I r(pmax'min’
откуда
Г*-С0,5
rmin Г1ЛФ1 I + J I
или в безразмерном виде rmin= '‘min//‘I
(4.21)
(4.22)
(4.23)
'min
fit-if’5
Mk + i J
Минимальный радиус свободного вихря зависит от коэффици-
ента скорости А. и физических свойств рабочего тела. Наличие
интенсивно закрученного течения приводит к возникновению
радиального градиента, величина которого в первом приближе-
168
нии может быть найдена из условия равновесия сил, воздейству-
ющих на элементарный объем газа в круговом потоке
dP/dr=PV^/r. (4.24)
По мере продвижения вдоль трубы под действием турбулент-
ной вязкости окружной момент импульса снижается по экспо-
ненциальной зависимости. Это приводит к уменьшению мини-
мального радиуса распространения свободного вихря, к сниже-
нию радиуса разделения вихрей г2 и к росту давления в приосе-
вой области. Возрастание давления в приосевой области по мере
удаления от соплового ввода к дросселю вихревой трубы приво-
дит к появлению осевого градиента давления в этой области, на-
правленного от дросселя к сопловому вводу, т. е. к отверстию
диафрагмы. Высокая степень анизотропной турбулентности, ин-
тенсивность которой в радиальном направлении значительно
(примерно на порядок) превосходит интенсивность турбулентно-
сти вдоль оси [15, 18, 52, 62, 174, 191, 197, 244], обеспечивает
энергомассоперенос, в процессе которого турбулентные моли,
перемещаясь с одной радиальной позиции на другую, совершают
микрохолодильные циклы (рис. 4.5).
По мере продвижения вдоль оси приосевые слои раскручива-
ются потенциальным вихрем так, что в сопловом сечении при-
осевой вихрь вращается по закону, близкому к закону вращения
твердого тела <о = const, а в целом по сечению устанавливается
составной вихрь Рэнкина.
Таким образом, перераспределение полной энтальпии в каме-
ре энергоразделения вихревой трубы происходит в основном за
счет трех потоков энергии (см. рис. 4.4):
1) потока кинетической энергии, направленной от периферии
к оси;
2) потока тепла, переносимого в процессе интенсивного тур-
булентного теплообмена, направление которого определяется ха-
рактером распределения статической температуры по сечению
трубы;
3) переноса энергии в форме тепла, совершаемого в результа-
те реализации микрохолодильных циклов турбулентными моля-
ми при их перемещении в радиальном направлении в поле с вы-
соким радиальным градиентом давления (рис. 4.5).
Гипотеза взаимодействия вихрей не исключает возможность
169
Рис. 4.5. Микрохолодильные циклы Брайтона (а) и Карно (б) в камере энерго-
разделения вихревой трубы
присутствия источников и стоков энергии, по природе отличаю-
щихся от перечисленных, но их вклад в процесс энергоразделе-
ния представляется незначительным. Состояние равновесия на-
ступает при достижении адиабатного распределения параметров
в сопловом сечении вихревой трубы.
4. 2. Взаимосвязь турбулентности потока в вихревых трубах с ее
геометрией и термодинамическими характеристиками
При разработке адекватной физико-математической модели,
объясняющей феномен Ранка, одним из основных факторов сле-
дует считать взаимосвязь эффективности процесса энергоразде-
ления с характеристиками микроструктуры потока [15, 37, 38, 95,
170
109, 115, 116, 137, 142, 143, 155-57, 159, 197, 245, 248, 255, 258,
267].
Попытки исследователей найти достаточно строгое решение
проблемы чисто аналитическим путем наталкиваются на непре-
одолимые сложности постановочного и математического харак-
тера. Это привело к тому, что пока нет обобщающего исследова-
ния, в котором была бы решена качественная и количественная
сторона этой взаимосвязи.
Энергоразделение в вихревой трубе осуществляется в процес-
се переноса тепла турбулентными пульсациями скорости в усло-
виях действия значительного радиального градиента давления
(—0,5 МПа/мм), котороый определяется интенсивностью закрут-
ки потока на входе в камеру энергетического разделения. При
этом турбулентные моли, перемещающиеся на более высокие ра-
диальные позиции, каждый раз отдают тепло окружающим эле-
ментам газа, нагревая их, поскольку при сжатии до давления на
этом радиусе их температура возрастает. В свою очередь турбу-
лентные моли, перемещающиеся на более низкие радиальные
позиции, отбирают энергию в форме тепла у окружающих эле-
ментов газа, охлаждая его. Это обусловлено тем, что при расши-
рении до давления, соответствующего меньшему радиусу, турбу-
лентные моли существенно охлаждаются. Если предположить,
что радиальная составляющая пульсационной скорости И/ доста-
точно велика, можно считать процессы переноса молей, т.е. про-
цессы сжатия и расширения в микрохолод ильных циклах, адиа-
батными. Что касается процессов теплообмена, они протекают
по изобаре. Если учесть, что масса моля намного меньше массы
окружающих элементов, то без особой погрешности можно счи-
тать, что в микрохолодильных циклах тепло к молю подводится
и отводится от него по изотермическому процессу (см. рис. 4.5).
Тогда очевидно, что турбулентные моли в вихревой камере будут
осуществлять микрохолодильные циклы Карно, черпая потреб-
ную для этого работу из части кинетической энергии осреднен-
ного течения, затрачиваемой на генерацию турбулентности.
В итоге устанавливается определенное динамическое равнове-
сное состояние с соответствующим положительным градиентом
полной температуры по радиусу. При фиксированном радиаль-
ном градиенте давления радиальный градиент полной температу-
ры, т. е. величина вихревого эффекта энергоразделения ограни-
171
чивается по существу двумя факторами: во-первых, теплопровод-
ностью (молекулярной); во-вторых, способностью турбулентной
структуры осуществлять радиальные перемещения. Как показы-
вает анализ, роль молярной теплопроводности несущественна в
связи с явным преобладанием турбулентных эффектов над моле-
кулярными.
Известно, что состояние турбулентной структуры определяет-
ся превышением генерации турбулентной энергии над ее дисси-
пацией. Генерация турбулентной энергии может быть найдена из
зависимости [210, 213]
Г = + + + + + (4.25)
or or w dr dr dr
где Г — удельная генерация энергии; И/, V^, — радиальная,
осевая и окружная составляющие пульсационной скорости; V —
осредненная скорость потока; г — текущий радиус. В правой ча-
сти выражения (4.25) по порядку величины преобладает первый
член. Смысл его состоит в том, что удельная генерация турбу-
лентной энергии пропорциональна турбулентным напряжениям
сдвига и поперечному градиенту осредненной скорости. Это оз-
начает, что генерация пропорциональна интенсивности турбу-
лентности (так как турбулентные напряжения связаны с состав-
ляющими интенсивности турбулентности через коэффициент
корреляции) и обратно пропорциональна радиусу (поскольку
при заданном перепаде давления максимальная окружная ско-
рость зафиксирована, а поперечный градиент скорости, в дан-
ном случае радиальный, обратно пропорционален радиусу). С
уменьшением радиуса генерация турбулентности неограниченно
возрастает. В связи с этим можно было бы допустить, что умень-
шение диаметра вихревой трубы всегда сопровождается ростом
эффективности процесса энергоразделения. Это не совсем так.
Необходимо учитывать граничные условия на твердой стенке
при течении вязкой жидкости, в соответствии с которыми турбу-
лентность в вязком пограничном подслое может существовать
лишь на определенном удалении от ограничивающих поток
твердых поверхностей. Таким образом, устремление радиуса к
нулю неограниченно увеличивает генерацию турбулентности, но
при этом сама турбулентность исчезает. Это обстоятельство осо-
172
бенно характерно проявляет себя при анализе диссипации турбу-
лентности, которую можно рассчитать по зависимости [142]
И'3
D = Ao~, (4.26)
где D — удельная диссипация турбулентной энергии; V’— абсо-
лютная пульсация скорости, V’2 ~ (V'2 + V'2 + К^2)/3; Le — ли-
нейный масштаб турбулентности (масштаб длины диссипации);
Aq — коэффициент диссипации. Коэффициент диссипации Ао
переменная величина, которая может быть выражена через тур-
булентное число Рейнольдса [142]
Ао = 0,4 + 15/ReT, (4.27)
где ReT= K7/vT; / — микромасштаб турбулентности (характеризу-
ющий мелкомасштабную часть спектра турбулентной структуры);
vT— турбулентная вязкость. Согласно основным положениям ви-
хревой модели турбулентности, переменность коэффициента
диссипации обусловлена тем обстоятельством, что передача
энергии от вихрей большего размера к вихрям меньшего разме-
ра осуществляется при взаимодействии турбулентных вихревых
структур только близких размеров. Поэтому в развитой турбу-
лентной структуре скорость диссипации ограничена скоростью
передачи энергии по каскадной цепочке размеров вихря. В верх-
ней части этой цепочки расположены наиболее крупные вихри.
Если турбулентная структура представлена лишь мелкими вихря-
ми, то никаких препятствий для непосредственной диссипации
турбулентной энергии в тепло посредством обычной ламинарной
вязкости нет. Поэтому мелкомасштабная турбулентность очень
быстро диссипирует в тепло в отличие от крупномасштабной, ко-
торая вначале делится, а уже потом диссипирует.
Выражение (4.27) соответствует описанным физическим пред-
ставлениям. В развитой турбулентности, характеризующейся на-
личием инерционного участка спектра турбулентных пульсаций
значения турбулентного числа Рейнольдса достаточно велики,
хотя бы из-за интенсивных пульсаций скорости. Напротив, в вы-
родившейся турбулентной структуре, представленной только
мелкими вихрями, малы значения турбулентного числа Рей-
нольдса, а коэффициент диссипации соответственно высок. Зна-
173
чения масштабов Le и / пропорциональны характерным размерам
турбулентных потоков, в данном случае радиусу камеры энерго-
разделения вихревой трубы. Более конкретно Le ~ гр А$~ 1/гр
где г( — радиус камеры энергоразделения. Поэтому диссипация
турбулентной энергии также возрастет при уменьшении радиуса,
вследствие более интенсивного роста коэффициента диссипации.
Это позволяет представить физическую картину энергоразделе-
ния в вихревой трубе в зависимости от радиуса камеры энерго-
разделения ri следующим образом.
Всегда существует некий критический радиус г( = гкр, при ко-
тором диссипация турбулентной энергии равна ее генерации.
На радиусах, меньших критического, эффективность вихрево-
го эффекта существенно снижается. По мере увеличения радиу-
са, начиная от нижнего критического, будет возрастать превыше-
ние генерации над диссипацией, которое реализуется в виде пе-
реноса турбулентности на другие радиальные позиции (по отно-
шению к месту зарождения) и в виде роста эффектов энергораз-
деления. Существует второй верхний критический радиус, при
достижении которого вновь наступает равенство, а его превыше-
ние приводит к снижению темпа генерации сравнительно с дис-
сипацией. Из этих рассуждений вытекает, что существует неко-
торый оптимальный диаметр вихревой трубы, обеспечивающий
наибольшую эффективность процесса энергоразделения за счет
максимума превышения генерации над диссипацией (Г — D)max
(рис. 4.6). При превышении оптимального значения радиуса ка-
меры энергоразделения должно происходить снижение эффектов
энергоразделения. Естественно, на практике вследствие возрас-
тания позитивного воздействия сопутствующих эффектов (роста
неадиабатности энергоразделителя, снижения потока тепла от
периферии к центру и т. п.) оно не столь очевидно. При сущест-
венном росте диаметра камеры энергоразделения начинает па-
дать концентрация крупномасштабных молей, вызванная сниже-
нием радиального градиента давления, что приводит к уменьше-
нию генерации турбулентной энергии. В предельном случае при
очень больших диаметрах почти вся генерируемая турбулент-
ность — крупномасштабная, однако, существенно снижается ее
концентрация, что негативно сказывается на числе реализуемых
микрохолодильных циклов.
В вихревой трубе основную роль играет свободная турбулент-
174
Рис. 4.6. Взаимное расположение кривых генерации Г и диссипации D
ность, возникающая на стыке свободного и вынужденного вих-
рей, а также вследствие наличия сдвиговой окружной скорости
между вращающимися струйками плоского кругового потока,
расположенными на разных радиальных позициях. Газ, поступа-
ющий в камеру энергоразделения в виде интенсивно закрученно-
го потока, имеет тенденцию к распределению скорости по зако-
ну постоянной циркуляции, так как он подается без приложения
момента по существу через узкую щель на внешнем радиусе тру-
бы. Этот свободный вихрь приводит во вращение внутренний
приосевой объем газа, вращающийся по закону, близкому к за-
кону вращения твердого тела, так как к нему приложен вращаю-
щий момент со стороны свободного вихря. Приложение момен-
та возможно лишь под действием сил турбулентного трения, воз-
никающих на границе вихрей. Силы турбулентного трения и ра-
диальный градиент скорости служат причиной генерации сво-
бодной турбулентности. В месте сопряжения свободного вихря
со стенкой трубы и на торцевых поверхностях генерируется при-
стенная турбулентность, играющая второстепенную роль по
сравнению со свободной.
Интенсивность свободной турбулентности оценивается соот-
ношением [210]
тт/<7т= 0-3, (4.28)
175
где тт— турбулентное напряжение трения; = (Иг'2+И^2+И/2)/2
— турбулентная кинетическая энергия. Турбулентное напряже-
ние сдвига применительно к свободной турбулентности [206]
V - V
TT=pvT^ = PXs(r)|^-^j!^-^. (4.29)
G' 'max 'min
Для рассматриваемого случая: Итах= Иф1, где V — максималь-
ная окружная скорость; Kmin= 0; b(r) = г, — радиус камеры энер-
горазделения; rmax= Гр rmin= 0. По смыслу b(f) — ширина зоны
перемешивания.
Интенсивность турбулентности е определяется зависимостью
2 _к;2 + и;2 + г;2 _ зх
ЗИ2 3-0,3
(4.30)
Величина / — опытная постоянная и по рекомендациям [206]
ее можно принять равной 0,03. Тогда после подстановки в (4.30)
и вычислений получим для камеры энергоразделения вихревых
труб оценку средней по радиусу интенсивности свободной тур-
булентности е = 25,8%. Оценку интенсивности пристенной тур-
булентности можно получить, выразив турбулентное напряже-
ние через длину пути перемешивания и динамическую скорость
[206]
(4.31)
где L — длина пути перемешивания в рамках формализма Пран-
дтля. В свою очередь
dV/dy =
(4.32)
Поэтому тт= рК2, что вытекает из определения динамической
скорости И„ которая может быть выражена через число Рей-
нольдса в предположении, что пристенная турбулентность в ви-
хревой трубе вызывает такое же гидравлическое сопротивление,
как и в обычной трубе при тех же условиях, но при поступатель-
176
ном движении газа. Используя закон сопротивления Блазиуса
V, = ^А.П/8И, где Хп — коэффициент путевых потерь, получаем
0,3164
4-3-0,3 Re 0,25’
(4-33)
Из предположения, что число Рейнольдса, рассчитанное по диа-
метру трубы и максимальной окружной скорости, составляет
105—106, следует что интенсивность пристенной турбулентности
равна 5,1—7%, т. е. она почти на порядок меньше свободной. Кро-
ме того, линейные масштабы свободной турбулентности, по край-
ней мере, на порядок больше линейных масштабов пристенной
турбулентности. По этой причине коэффициент диссипации для
пристенной турбулентности значительно выше, чем для свобод-
ной. В результате существенно более слабая пристенная турбулент-
ность диссипирует намного быстрее свободной. Именно по этой
причине ее роль в процессе энергоразделения несущественна. Вы-
числяя оптимальный радиус вихревой трубы, можно анализировать
лишь свободную турбулентность, трактуемую как результат взаи-
модействия вращающихся с различной скоростью закрученных
струек газа в плоскости, перпендикулярной оси трубы. По суще-
ству, рассматривается течение в плоскости, хотя в действительно-
сти в любом сечении камеры энергоразделения вихревой трубы
имеются осевые компоненты скорости. Они важны при анализе
физической картины течения, обусловливая взаимодействие вих-
ревых потоков в осевом направлении. Это взаимодействие явля-
ется дополнительной причиной генерации свободной турбулент-
ности, роль которой возрастает по мере увеличения уровня осевых
скоростей в трубе, т. е. с ростом относительной доли охлажденно-
го потока ц. По этой причине эффективность энергоразделения в
противоточной вихревой трубе выше, чем в прямоточной, а в про-
тивоточной трубе с дополнительным потоком выше, чем в обыч-
ной противоточной разделительной вихревой трубе.
Воспользовавшись (4.29) с учетом значений, входящих в эту за-
висимость величин запишем, генерацию турбулентности в виде
----dV CdV\2
d = y;y;~ = xrV\^- \ . (4.34)
v or \or )
177
акт (
dr) I
2
I • (4.35)
Профиль окружной скорости в вынужденном вихре на боль-
шинстве режимов работы вихревых труб близок к линейному.
Тогда без существенных ошибок производную можно записать в
виде конечной разности
V -V
r max r min
г —Г
'max min
Из (4.34) с учетом (4.35) получим
Г = хи7п. (4.36)
В (4.36) в соответствии с принятой системой анализа, учтен
только первый член, входящий в выражение для полной генера-
ции турбулентной энергии (4.25).
Диссипация турбулентности осуществляется в мелкомасштаб-
ной части вихревой структуры, в отношении которой обоснова-
но представление о локальной изотропии протекающих там про-
цессов [197,210], поэтому выражение (4.26) универсально в том
смысле, что не содержит в себе ограничений, обусловленных
плоской картиной течения. Полагая, что масштабы Le и / связа-
ны с радиусом вихревой трубы соотношениями Le = Xrv 1= xrp
можно записать
( 15v е3И3
р= 0,4 + -^ —. (4.37)
су Иг, ) АГ]
Тогда разность между генерацией и диссипацией (Г — Д) со-
ставит
V3 ( 15v ^е3И3
Г-2> = Х—— - 0,4 + —^- pJ-. (4.38)
И eyVrJ Аг,
Соотношения для масштабов обусловлены не только физичес-
кими соображениями, но и результатами опытов [206] А =
= 0,5-г0,6; у =0,05. Там же показано, что х = 0,03. Полагая, что
е = const и V— const, т. е. считая, что речь идет о развитой турбу-
лентности в условиях постоянного перепада давления по точкам
экстремумов (4.38), найдем значение оптимальной по энергораз-
делению радиуса трубы
178
30vT E2
у V ХА - 0,4е3
(4.39)
Согласно, [206] турбулентную вязкость можно выразить через
ламинарную
vT = av>/2 Re.
(4.40)
где а — опытный коэффициент, а = 0,05-5-0,08 для центральной
части трубы постоянного сечения, где турбулентность можно
считать свободной.
Выразив осредненную скорость через температуру торможения
на входе в трубу Т* и приведенную скорость X, запишем (4.39) в
виде
30av>/2 Re е2 .. .
г, опт = —п =-----------. (4.41)
уДЕ^>-0,4£3
гУк-1 1
Наибольший интерес представляет работа вихревых труб при
сверхкритическом перепаде, для которого из физических сообра-
жений следует принять Х= 1. Тогда при Т' = 300 К, Ref =
105-Н06 для воздуха из (4.41) с учетом приведенных выше значе-
ний для коэффициентов в [143] получено Г] опт= 5,6-5-38,4 мм. Для
нижнего значения критического диаметра из (4.41) следует
V (4-42)
Это означает, что эффективность труб диаметром менее 5,6 мм
существенно падает с уменьшением диаметра из-за генерации
лишь быстро диссипирующей мелкомасштабной турбулентности.
Этот вывод с учетом оценочного характера расчетов достаточно
хорошо совпадает с данными опытов, объясняя наблюдаемые за-
висимости от диаметра камеры энергоразделения. Так, в опытах
С.В. Иванова и Ю.В. Чижикова при диаметре камеры энергораз-
деления <6,0 мм процесс компонентного разделения не происхо-
дит [41, 204].
Оценивая влияние теплопроводности газа на снижение эффе-
ктивности энергоразделения в вихревой трубе необходимо срав-
179
нить тепловой поток, обусловленный тепломассопереносом за
счет турбулентных пульсаций в радиальном направлении
= Р^' СР^Т-
Удельный тепловой поток, совпадающий с градиентом давле-
ния и обусловленный турбулентными пульсациями скорости
£=рЪСр(Т™-Тв), (4.43)
где Тв — температура на более высокой радиальной позиции;
Г^ж— температура моля, сжатого адиабатно.
Удельный тепловой поток, противоположный по направлению
градиенту давления
q-K=rV;Cp(TB^-TH), (4.44)
где Тн — температура газа на более низкой радиальной позиции;
7^расш_ температура моля, расширившегося адиабатно.
Очевидно, результирующий тепловой поток, направление ко-
торого совпадает с направлением градиента давления
я = я+к - q~K = р vrcp (т™ - тгш - тв + гн).
Это выражение удобнее переписать в виде
q = pCpzrVTB 0М + 1)-2Е1±1
или после несложных преобразований
(4.45)
Интегральный удельный тепловой поток, определяемый раз-
ностью (4.44) и (4.43), q* - q~. При этом эффект энергоразделе-
ния без учета уменьшающего влияния теплопроводности будет
максимален, если при достаточном уровне турбулентности сум-
марный удельный тепловой поток, обусловленный турбулентно-
ISO
стью, равен нулю q* — q~ 0. Из этого условия определяется
равновесное распределение статической температуры по радиусу
трубы
= 0,
п
(4.46)
где а = (к — 1)/к.
Из (4.46) следует, что 0= 1/л“. Под 0 понимается отношение
температуры TJTB, тогда очевидно соотношение
Тв1Тн={Рв1РнуТ, (4.47)
где Рв, Рн — статическое давление на более высокой и более ни-
зкой позициях соответственно. Отклонение распределения тем-
пературы от адиабатного возможно вследствие молекулярной те-
плопроводности. В соответствии с гипотезой Фурье поток тепла,
обусловленный молекулярной теплопроводностью
q = -\dT/dr, (4.48)
где А.т — теплопроводность воздуха, а градиент температуры
dT ~ТВ-ТИ Тн(1-0) TH(l-na) ^49)
4/г Г] п л
После несложных преобразований можно получить выражение
для расчета удельного теплового потока, направленного от пери-
ферии к центру и определяемого молекулярной теплопроводно-
стью [143],
„.Г, яа/т-1')1-л“ ,л
= 1--Г7—г ——• (4.50)
I лаЛ + и п
Тепловой поток рассчитанный по (4.50), соответствует пре-
дельно возможному эффекту энергоразделения. Сравним макси-
мально возможный поток, обусловленный молекулярным пере-
носом за счет теплопроводимости, с максимальным конвектив-
но-турбулентным потоком, определяемым уравнением (4.45),
181
(4.51)
В выражении (4.51) учтено, что Тн= Т{, Т^Т^/т, поэтому
9= 1/т, так как речь идет о самом начале момента энергоразде-
ления. Приняв из физических соображений Х= 1, л = 1,893, в
[143] провели расчет, который показал незначительность влия-
ния теплопроводности газа на эффекты энергоразделения qy/q =
= 0,266 • 10-5. Это обстоятельство следует воспринимать как до-
казательство адиабатного характера распределения температуры
в предельном случае, когда процесс энергоразделения завершен.
Процесс энергоразделения неотделим от процесса диссипации
части механической энергии в тепло, возникающего из-за совер-
шения работы по преодолению турбулентных напряжений.
Вследствие энергетической изолированности течения в предпо-
ложении незначительности абсолютной величины гидравличес-
ких потерь преодоление потоком турбулентного трения однозна-
чно связано со снижением давления в потоке. Это снижение да-
вления, трактуемое как потеря энергии, вызывает снижение эф-
фекта температурного разделения в вихревой трубе по отноше-
нию к эффекту, который возникал бы в случае идеального тече-
ния без трения. Поэтому термодинамическая эффективность
процесса энергоразделения в вихревой трубе может быть оцене-
на внутренним адиабатным КПД
Пад= • (4-52)
где Л/ — действительный температурный эффект энергоразделе-
ния; Д/на — возможный температурный эффект при тех же усло-
виях, но в отсутствии потерь давления, вызванных турбулентны-
ми напряжениями трения. Этот КПД характеризует сам процесс
энергоразделения и непосредственно не связан с конечными ха-
рактеристиками вихревой трубы. Температурный эффект энерго-
разделения однозначно связан с изменением давления извест-
ным соотношением
182
= (ДР/ДРВД) * , (4.53)
где ДРМ = ДР + ДРПОТ — изменение давления в идеальном про-
цессе энергоразделения, соответствующее температурному эффе-
кту Д/^ ; ДР — изменение давления в реальном процессе; ДРПОТ —
потеря давления в потоке, вызванная турбулентными напряже-
ниями трения. Они могут быть вычислены по известному напря-
жению трения и известному закону распределения окружной со-
ставляющей скорости в предположении, что работа, совершае-
мая против турбулентного трения при осевом перемещении в
трубе, пренебрежимо мала по сравнению с работой преодоления
турбулентного трения при движении газа в окружном направле-
нии. Если профиль осевой скорости равномерен, то работа, со-
вершаемая против турбулентного трения в осевом перемещении,
равна нулю. В соответствии с обобщенным уравнением Бернул-
ли [66]
- dP/p = d{ V1/!) + gdz + dLn* + dL^. (4.54)
где g — ускорение свободного падения, м/с2; Етех — техническая
работа, Дж; L — работа сил трения, Дж.
В силу условий, о которых говорилось выше, d(V2/2) = 0,
dz = 0, dL^ = 0, поэтому переходя к конечным разностям, запи-
шем
ЬГт- <4-55>
Удельную работу вычислим через мощность трения
Л'гр
рлГ|2Д/
(4.56)
где V — осредненная составляющая окружной скорости; Д/ —
участок камеры энергоразделения.
Выражение (4.55) для расчета потерь давления после преобра-
зования может быть сведено к виду
183
А^пот
=t,
(4.57)
2 di
где £ — коэффициент сопротивления, £= 64/Re; Re = V^djv, d}
— диаметр камеры энергоразделения.
Вихревое напряжение трения определим по имеющейся оцен-
ке интенсивности турбулентности е = 0,258 [210]
тт= О,3<7 = 0,45е2р1^2. (4.58)
Полученное напряжение трения следует считать осредненным
и постоянным по всему сечению трубы. С учетом (4.56) и (4.58)
потери давления, вызванные турбулентными напряжениями
трения,
= 0,45реЧ2Д)^^.
^фП 0J dr
(4-59)
А^пот :
’ ф'
С учетом законов распределения окружной скорости в вынуж-
денном Vy/r = const и свободном Ифг = const вихрях выражение
(4.57) перепишем
ДРПОТ = 0,45ре2Иф2 £(и 4 + 2 In 4-
"ф I Л Л г2 ,
(4.60)
где со — угловая скорость вращения вынужденного вихря; г2 —
радиус разделения вихрей.
Изменение давления в реальном процессе энергоразделения,
можно получить, воспользовавшись уравнением радиального
равновесия
dP/dr= рИ2/г,
которое в процессе преобразования приводит к зависимости
[210]
дР = ^
1Ы2
4 In )
_2\
(
r-i
,1
(4-61)
184
Решая совместно уравнения (4.53), (4.60) и (4.61), получаем
выражение для расчета внутреннего адиабатного КПД
„ .______2-0,75гЛ5;1п(|/гг)_______________I________
м 2-0,75г22+г221п(1/г)+0,9Е2Д//Кг ((ог22+2Ифг221п (1/г2)) ’
При выводе (4.62) предполагалось, что концентрация турбу-
лентных молей и число совершаемых ими микрохолодильных
циклов достаточны для формирования адиабатного профиля рас-
пределения статической температуры по радиусу камеры энерго-
разделения в сопловом сечении. В [143] проведены расчеты для
наиболее часто встречающихся в практике отечественных и зару-
бежных конструкций вихревых труб. Для интенсивности турбу-
лентности использовали полученное значение е = 0,258. Резуль-
таты расчетов в табл. 4.2.
Таблица 4.2. Результаты расчета внутреннего адиабатного КПД, 5=
5 0,05 0,1 0,2
/ 3 6 9 12 20 3 6 9 12 20 3 6 9 12 20
Лад 0,613 0,5 0,463 0,431 0,374 0,714 0,613 0,556 0,5 0,452 0,806 0,714 0,656 0,613 0,541
Термодинамическая эффективность процесса энергоразделе-
ния в вихревых трубах, полученная на основе физических пред-
ставлений о сущности явления, невелика. Это обусловлено суще-
ственной необратимостью самого процесса, являющейся причи-
ной низких значений адиабатного КПД вихревых труб. В прак-
тике применения вихревых труб для оценки термодинамическо-
го совершенства используют температурный и адиабатный (2.17)
коэффициенты полезного действия.
Такое сложившееся исторически определение адиабатного
КПД оправдано тем обстоятельством, что на раннем этапе сво-
его развития вихревые трубы рассматривали лишь как устройст-
ва для получения охлажденного газа.
Такой подход приводит лишь к односторонней и неполной
оценке интегральной характеристики термодинамической эффе-
ктивности процесса энергоразделения, так как не учитывается
эффект подогрева. Поэтому внутренний адиабатный КПД
185
полнее характеризует процесс энергоразделения. Однако его
применение затруднено из-за определенной трудности опытного
измерения величин, входящих в зависимость. Тем не менее со-
поставление вычисленных значений внутреннего адиабатного
термодинамического КПД с адиабатным, проведенное в [143],
свидетельствует о достаточно хорошей корреляции между вве-
денным и существующими оценочными коэффициентами. Для
прямоточных труб расчеты дают 0,131-5-0,151. Опытное зна-
чение адиабатного КПД t]m= 0,15.
Для противоточной, разделительной вихревой трубы
П^с= 0,2-Ю,35, опытное значение t]m= 0,2-5-0,3.
Для вихревой трубы с дополнительным потоком ЛадС=
= 0,40-5-0,5. Опытное значение t]m= 0,39-5-0,4. Как показывают
расчеты, наибольшие перспективы для совершенствования име-
ют вихревые трубы с дополнительным потоком.
Большие трудности возникают при теоретическом обоснова-
нии необходимой длины / камеры энергетического разделения.
Проще эту задачу решить для прямоточных вихревых труб. Рав-
новесное состояние, определяющее завершенность процесса
энергоразделения, определяется в этом случае положением сече-
ния трубы с адиабатным распределением термодинамических па-
раметров. При вычислении расположения сечения с максималь-
ным температурным эффектом энергоразделения в условиях до-
статочного уровня развития турбулентной структуры требуется
найти число необходимых микрохолодильных циклов. Можно
считать, что на участке трубы длиной в один калибр (//^= 1) чи-
сло циклов турбулентных перемещений равно частному от деле-
ния объема участка на среднестатистический объем турбулентно-
го моля. Объем участка трубы
Чр = (4.63)
Объем среднестатистического турбулентного моля
Qg= 4/3pZ?e, (4.64)
где Le — линейный масштаб турбулентности (микромасштаб тур-
булентности, определяющий ее перенос). Таким образом, на
длине, равной радиусу вихревой трубы, число необходимых цик-
лов турбулентных радиальных перемещений N
N= 3^/(4^). (4.65)
186
При выводе (4.65) учтено, что длина участка не должна суще-
ственно превышать Le. Однако на такой длине может быть осу-
ществлено число турбулентных радиальных перемещений п, ко-
торое правомерно вычислить как отношение расхода газа, втека-
ющего в сечение трубы, к условному турбулентному расходу,
равному ушестеренному расходу через сечение одного моля, оп-
ределяемому по пульсационной скорости,
6р'л£.2И/ ’
(4.66)
где р' — плотность турбулентного моля; р — средняя по сечению
плотность.
В (4.66) учтено, что в силу необходимости выполнения усло-
вия неразрывности имеется корреляционная взаимосвязь между
составляющими пульсационной турбулентной скорости. Равно-
вероятность каждого из направлений составляющих пульсаций
приводит к тому, что условный турбулентный расход в шесть раз
больше условного физического расхода через сечение кЦ. Пре-
небрегая различиями между р' и р^ перепишем
Г]2Иг
п = .
61%У'
(4-67)
Тогда длина вихревой трубы от соплового ввода до сечения с
адиабатным распределением температуры найдется из отноше-
ния
(4.68)
= W = 9
г, n~2LeVz
С учетом ранее введенных обозначений V’ S = PyK1(p
перепишем (4.68)
/ = £/J = 2QL
' 1 4LeS
(4.69)
Используя опытные данные [210] в отношении Le = (0,5^-0,6)г,
и ранее полученную оценку е = 0,258, преобразуем (4.69)
187
I = 0,58-5—. (4.70)
Оценка длины камеры энергоразделения для прямоточной ви-
хревой трубы, интенсивность закрутки в которой ближе к
5=0,05, дает значение /= 19,3-^23,3, что достаточно удовлетво-
рительно соответствует опытным данным. Что касается оценок /
для других типов вихревых труб, то они затруднены существенно
более сложной аэродинамикой осредненного течения. Появле-
ние противотока, тем более его усиление дополнительным пото-
ком, интенсифицируют генерацию турбулентности, что эквива-
лентно увеличению осевой скорости в прямоточной вихревой
трубе. Поэтому чисто качественно можно предположить, что /
для противоточных труб примерно в 2 раза меньше, чем в пря-
моточных, и составляет 9~13 калибров. Для вихревых труб с до-
полнительным потоком она также должна быть примерно в 2
раза меньше, чем у противоточной, т. е. 4 — 6 калибра. Эти гру-
бые прикидки совпадают с данными, изложенными в [40, 112,
116, 146, 147].
Одной из основных геометрических характеристик вихревой
трубы является радиус разделения вихрей г2. Физико-математи-
ческая модель, построенная на гипотезе взаимодействия вихрей,
позволяет рассчитывать величину 72 на режимах, когда истечение
из отверстия сопла-завихрителя соответствует критическому. Для
докритических режимов истечения обычно принимают г2 = г,
[116]. Это весьма жесткое допущение, так как оно исключает
возможность формирования свободного квазипотенциального
закрученного потока в узкой кольцевой зоне, прилегающей к
внутренней цилиндрической поверхности камеры энергоразделе-
ния. Практически это означает полное отсутствие возможности
взаимодействия вихрей, так как будет существовать лишь один
приосевой вынужденный вихрь, вращающийся как квазитвердое
тело. Устранить это внутреннее противоречие можно, если в ма-
тематическую модель ввести оценку значения г2, основанную на
законах сохранения массы, энергии и момента количества дви-
жения с учетом особенностей турбулентного характера течения.
Рассмотрим модель вихревой трубы с тангенциальным вдувом га-
за через щель сопла на внутренней поверхности трубы радиусом
188
Гр Сопло имеет прямоугольную форму с высотой h и шириной Ь.
Скорость вдува Vx . Допустим, что на входе окружная скорость
имеет равномерный профиль. На некотором удалении от сопло-
вого ввода полностью сформированы свободный и вынужденный
вихри с соответствующим распределением окружной скорости.
Запишем уравнения сохранения расхода, кинетической энергии
вращающегося газа и окружного момента количества движения
= рлгрГ^г,
о
• = рлг2ИгИфРЛ- + Л/т,
о
1/2 г, 1/2
hbPi -у- = J2лгрИг dr + £т,
2 о 2
(4-71)
где р] — плотность газа на входе в камеру энергоразделения;
Мт — момент сил трения на внутренней поверхности на рассма-
триваемом участке; £т — потери кинетической энергии на этом
участке.
Момент сил трения
М = 2nrlhr (4.72)
где тт — турбулентное напряжение трения на стенке. Полагая, что
турбулентное напряжение трения на стенке — величина одного
порядка со средними турбулентными напряжениями в турбу-
лентном потоке вращающегося газа, их можно оценить [210] вы-
ражением (4.58), которое с учетом полученной ранее оценки
в = 0,258 можно записать в виде
тт = 0,03 Ир. (4.73)
В системе (4.71) должно быть учтено, что в свободном вихре
скорость распределена по закону постоянства циркуляции
И = <ог22/г, (4.74)
а в вынужденном
И = сог, (4.75)
189
где со — угловая скорость вращения индуцированного вынужден-
ного вихря.
После детального анализа и математических преобразований
получается трансцендентное относительно 7уравнение [143]
г22Ф1 (1 - 0, 8г2 ) = 2 L Г А Г2 _ _L г?4
( V А ,
(0,06л) х
1®г2;
h2b2 [ <or2 J
f v Y
<p
KJ
2 (0,06л)2
( n \2 j2 2
P_ V
<Pi J h2b2
(4.76)
(V Y
Ф
KJ
'27(P1(1~°’8'2)-
Величины ф, и ф2 характеризуют степень неравномерности
распределения окружных и осевых скоростей друг относительно
друга по радиусу. Их можно оценить по известному распределе-
нию окружных скоростей, задавшись характером распределения
осевых скоростей. Наибольшие отклонения ф( и ф2 от единицы
соответствуют наибольшему различию в характере функций Иф(г)
и Vz(r). Если в первом приближении задаться постоянным рас-
пределением Иг(г) по радиусу, т. е. принять Vz = const, то уравне-
ния для вычисления ф, и ф2 принимают вид
<Pi =
3(1-0,5г22)2
4 1 - 0, 8г2 ’
(4.77)
Ф2 = Зг23
(0,25 + 1п(1/г2))2
0,533-0,333^
(4.78)
Численный анализ, проведенный в [143], дает диапазон изме-
нения величины 0,7 < 72 < 0,9 для критического режима истече-
ния газа из соплового ввода завихрителя. Приведенные выше те-
оретические оценки взаимосвязи характерных величин процесса
энергоразделения с микроструктурой потока однозначно под-
тверждают существование между ними строгой корреляционной
190
зависимости, которая подтверждает существующие положения
гипотезы взаимодействия вихрей.
4.3. Усовершенствованная физико-математическая
модель эффекта Ранка
Известные публикации аналитического описания процес-
са вихревого энергоразделения не учитывают влияния на эффект
многих параметров как геометрических (длины, площади про-
ходного сечения дросселя), так и режимных (трения, генерации
турбулентности). Расширение области применения эффекта тре-
бует учета в аналитической модели зависимости теплофизичес-
ких свойств рабочего тела от температуры. Тем более, что задача
о влиянии теплофизических свойств на характеристики процес-
са энергоразделения изучена слабо, а имеющиеся малочислен-
ные публикации часто дают противоречивую информацию [40,
112, 116].
За расчетную схему примем наиболее общий случай течения в
вихревой трубе с дополнительным потоком (рис. 4.7). В этом слу-
чае режим работы обычной разделительной вихревой трубы
представляет собой предельный при цдоп= 0. Используем понятие
элементарного объема вращающегося газа dQ. = V^nrdr. Условие
осевой симметрии обеспечивает отсутствие градиентов в направ-
лении угловой координаты <р. В сформированном потоке вихре-
вой трубы радиальные скорости пренебрежимо малы. В процес-
се построения аналитической расчетной цепочки можно исполь-
зовать принцип суперпозиции, т. е. независимость законов дви-
жения по нормальным друг к другу осям координат. Процесс
энергообмена в сопловом сечении считаем завершенным. Опре-
делим предельно возможные по разделению энергетические
уровни потенциального и вынужденного вихрей. Длина пути пе-
ремешивания и градиент давления определяют предельный эф-
фект подогрева приосевого турбулентного моля при его переходе
на более высокую радиальную позицию. При этом делается до-
пущение о переходе в сечении, перпендикулярном оси. Осевой
снос моля не учитывают. Вязкость и теплопроводность проявля-
ют себя, если присутствуют градиенты скорости и температуры.
Поэтому при формировании свободного вихря вязкость будем
учитывать, анализируя процесс затухания окружного момента
191
импульса при движении периферийного потенциального вихря
вдоль камеры энергоразделения от соплового ввода к дросселю.
Для расчета распределения термогазодинамических параметров в
плоском круговом потоке при условии б/бф = 0, д/дг = 0, d/dt = О,
запишем систему исходных уравнений:
движения
г р dr ’ dr2 г dr г1
(4.79)
изоэнтропы
Р/рк = const, (4.80)
состояния
dP/P= dp/p + dT/T. (4.81)
Уравнению движения (4.81) удовлетворяют два решения: по-
тенциальный И = const/r и вынужденный VJr= const вихри.
В реальном течении, как показывают эксперименты, закрутка
потока несколько отличается от составного вихря Рэнкина, по-
лучаемого в процессе решения уравнения движения (4.79). Учет
отклонения приосевого вихря от вращения по закону твердого
тела со = const осуществляется введением показателя степени при
радиусе
V=V /гп. (4.82)
Такой подход не совсем корректен, так как не решает пробле-
мы непрерывного описания профиля на радиусе перехода от ква-
зипотенциального к квазивынужденному вихрям.
Используя условия на входе, уравнение адиабаты, закон вра-
щения, проинтегрируем уравнение радиального равновесия
(4.79) и получим выражение, позволяющее рассчитать распреде-
ление давления по радиусу трубы в сопловом сечении в зависи-
мости от условий на входе
И2Ф ( 1
kPJp\rln
1
(4.83)
где Р— Р/Р} — относительное давление.
192
Рис. 4.7. Расчетная схема течения в вихревой трубе с дополнительным потоком
193
Введем параметр е, определяющий интенсивность закрутки
как отношение окружной составляющей скорости к осевой е =
= Очевидно, е на входе в камеру энергоразделения (7=1)
будет зависеть от конкретного исполнения завихрителя. Так, для
сугубо тангенциального ввода на периферии камеры энергетиче-
ского разделения в сопловом сечении должно выполняться ра-
венство е = так как И,= 0, а конечно и определено параме-
трами газа на входе и режимом работы вихревого энергораздели-
теля.
Число Маха на входе в трубу
м?=Р,иде).
Распределение параметров потока в периферийном потенци-
альном вихре
к к
Т =Ф; Р = Ф*->; Т = Ф; р = Ф*-',
где Т = Т/Т\', Р = Р/Р}', р = р/р,; i = Ф/Фр
2л 1 + 1/е2^г2л J
Для параметров торможения
к I
Г*= TF; P’=PF*-1; p*=pFk~'; Г =TF,
(4.84)
(4.85)
(4.86)
где
2 + (к-\)М2
2 + (Л -1) М?
= т/тг
(4.87)
Распределение числа Маха в потенциальном вихре
а окружная и осевая составляющие числа Маха
194
2 М2Е2 .
ф ~1 ’
1 + £
м2 =
м2
1 + Е2 ,
(4.89)
Расход газа через сопло-завихритель определяется площадью
его проходного сечения и параметрами газа на входе и выходе из
сопла. С учетом принятых обозначений при равенстве коэффи-
циента расхода сопла единице секундный массовый расход мо-
жет быть рассчитан по зависимости
(4.90)
где 7:,= Рх/Ра — степень расширения в вихревой трубе.
Допущение о равенстве коэффициента расхода сопла единице
в аналитической модели является достаточно жестким. Его лик-
видация возможна лишь с привлечением опытных данных при
построении полуэмпирической модели расчета. Однако для оп-
ределения предельных по энергоразделению возможностей оно
может быть использовано.
Втекающий сжатый газ формирует на входе в камеру энерге-
тического разделения периферийный вихрь, который перемеща-
ется от соплового ввода к дросселю по узкому кольцевому кана-
лу с граничными относительными радиусами ~г2 и 7р равным 1.
Расход через трубу максимален при критическом перепаде давле-
ния
*+1
„ 2 У-1
(4.91)
Распределение осевой скорости в области протекания перифе-
рийного вихря с достаточной точностью может быть принято со-
ответствующим параболическому характеру как при ламинарном
потоке
195
Средняя скорость в этом случае связана с максимальной изве-
стным соотношением V = Игтах/2, тогда расход, протекающий
по кольцевому каналу г2 < г < гр определится интегралом
__ п
Gx = 2л Vz JР]Ф • г dr. (4.93)
гг
Приравняв расход по (4.93) к расходу, рассчитанному по (4.91)
или по (4.90), определим среднюю скорость Vz, а затем и макси-
мальную осевую скорость периферийного вихря. Если Игтах=
-2VZ окажется больше критической = -pJcRTi /(к +1), необ-
ходимо принять Vz = Икр/2 и повторить расчет, в ходе которого
уточнить радиус разделения вихря г2. Таким образом^ согласно
усовершенствованной модели взаимодействия вихрей в камере
энергоразделения, могут возникать сверхзвуковые скорости, не
превышающие величины
Кпах = Л2+Кг2 = (4'94)
На радиусе разделения вихрей г2 должны выполняться условия
их сопряжения
^=0;И2ф/г2. (4.95)
Угловая скорость вынужденного вихря
= ИфИч/Гг2 • (4-96)
Распределение безразмерных параметров в вынужденном вихре
к к
Р = Хк~^ p==Jt*-l; Т = Х,7 = Х,
где
*-1
X=(A + Brlk\, ^ = PJPQ-, А = 1/^
1 1
2и M4+(1/Ef)r22<*-)-
(4.97)
(4.98)
196
Рис. 4.8. Эпюры скоростей:
в отсутствие возвратных течений (а) и при наличии зоны рециркуляции (б)
Распределение окружной скорости в вынужденном вихре
^ = И^7^'+Л) (4.99)
или для числа Маха
г"
(4-100)
г2 Л
Вопрос об осевой скорости вынужденного вихря в рамках рас-
сматриваемой модели требует особого разъяснения. Истечение
из вихревой трубы приосевого вихря осуществляется через отвер-
стие в диафрагме, радиус которого гд < г2. Таким образом, эле-
менты газа, текущие в кольцевом канале гд < г< г2, должны где-
то у стенки диафрагмы развернуться, деформируя профиль рас-
пределения осевой скорости (рис. 4.8).
Пренебрежение радиальной составляющей скорости на торцах
камеры энергоразделения в сопловом и дроссельном сечениях не
197
совсем корректно. Тем не менее в рамках рассматриваемой ин-
тегральной модели считается, что эффекты, вызванные торцами
диафрагмы и дросселя на газодинамику в камере энергоразде-
ления существенно не влияют. В этом случае эпюру осевой ско-
рости можно представить, как показано на рис. 4.8,а. Радиус га,
определяющий границы зоны возвратного течения, находится из
условия равенства статического давления в вихре давлению сре-
ды, в которую происходит истечение, Р- Ра. Осевая составляю-
щая скорости Vzo и число Маха Мг в вынужденном вихре для
кольца, где выполняется неравенство Р> Рх (га<г<гя), может
быть найдено по известной формуле истечения из сосуда неогра-
ниченной емкости [1]
I 2к Р
V к - 1 Pi
где — осевая составляющая скорости вынужденного вихря в
области га < г < гК;
*-1
С = (1/ке) к ; ле = Р}/Ре.
При истечении в неограниченную среду Ре= Ра, яе = па.
Осевая составляющая числа Маха
_ -10 я / 0,5
Мг=[2/(Л-1)Р7[1-С/Х] . (4.102)
Полное число Маха с учетом условия сопряжения вихрей
Если предположить, что осевая составляющая скорости не мо-
жет превысить критическую Кг2 = 2к/(к + lyRT^A + ВТ2), то
возникает необходимость в ведении еще одного характерного ра-
диуса гкр, величина которого может быть найдена из выражения
(4.104)
198
В этом случае (4.103) справедливо в диапазоне изменения ра-
диуса отверстия в диафрагме 0<г<гл, для диапазона rfl<r<rs
число Маха будет определяться соотношением
Мо =
(4.105)
Осевые скорости у масс газа в примыкающей к оси зоне об-
ратных токов 0 < г < га и число Маха рассчитывают по зависимо-
стям
M^2L(C/X-1). (4.106)
К - 1 pi /С — 1
Полные параметры в вынужденном вихре в области га< г< г2
Р* = /*/(*'°
г0’=/0, р; = /о,/(*’0;
7*=/о,
(4.107)
где
*___ м2
2 1И°
Полные параметры в рециркулирующем потоке
£ = тГ = Л; р* = fk/{k~'}; ^=fa- (4.Ю8)
Ранее уже рассматривался вариант оценки радиуса разделения
вихрей. Его можно уточнить, воспользовавшись условием сопря-
жения вихрей и принципом неразрывности сплошной среды
Р,- Р\7.7-Р^.7,-
Используя ранее приведенные решения для распределения да-
вления в вихрях, после преобразований получаем
199
(4.109)
Для критического перепада на сопле М,= 1 и при тангенци-
альном подводе газа внутрь камеры энергоразделения (£]= <ю) вы-
ражение (4.109) упрощается
Для режима работы, обеспечивающего п = 1,
r22 =(fc-l)/(fc +1-Л). (4.111)
Для докритического режима М, < 1, но при большой закрутке
(ei= °°)
к-\
2
(4.112)
При использовании приведенных выше соотношений, и пре-
небрежении расходом газа в пограничном слое на диафрагме от-
носительная доля охлажденного потока
2У2(<р! +<pj -с*-'<р2)
FcMj4k-\.
(4.ПЗ)
где фр ф2 и ф, — интегральные комплексы
Ф1 = \Xk-'(X-Cf5rdr-, ф2 = J(X-C)°’5r</r;
L П0,5 J_ 0
x‘-'rdr-
200
Важной характеристикой качества энергоразделения в вихре-
вых трубах, используемых как холодильные устройства, является
полная удельная энтальпия охлажденного потока i*. В безразмер-
ном виде ее можно рассчитать по зависимости
* _ /•* _ ФЗ + ВпЧ>5 + Ч>7 + Ск~' (ф4 + ЛФб + Фв) + Ф7
, - /у / /1 —----------------------т--------------:----х-----
(4.115)
'х = 'х/'1 =
где ф3-гф8 , Ф7 — интегральные комплексы
Ф3= (X -С)0’5 г dr; ф4 = |(%-С)0,5г(2л+|)Лг;
'а 0
ф5= fo^X - С)1’5 г<2п+|)Лг; ф6= ](Х -С)°’5 r{2n+l}dr;
Га О
ф7 = ргГй (JT _С)'’5 г dr; ф8 = }(% - С)1,5 г dr;
Показатель п, определяющий интенсивность закрутки приосе-
вого вынужденного вихря, находят из численного анализа рас-
пределения исходного окружного момента количества движения
[122, 137, 140, 142, 143, 147]. Уравнение момента импульса для
индивидуального объема сплошной среды в классическом случае
(т. е. без учета внутренних моментов импульса и распределения
массовых и поверхностных пар) [122] (рис. 4.9)
— J[r х V]pt/Q = J[r х F]pt/Q + J[r х P„]do,
где Q — индивидуальный газовый объем (область интегрирова-
ния), м3; Е — поверхность, ограничивающая интегрируемый объ-
201
ем, м2; 7— радиус-вектор; Рл — вектор напряжений, Н/м2; t —
время, с; р — плотность, кг/м3.
Если пренебречь массовыми силами и силами молекулярного
трения, для установившегося течения (d/dt = 0) уравнение мо-
ментов импульса в проекции на аксиальное направление цилин-
дрической системы координат для вынужденного вихря
Jpr2KZo У^г\ - 2л fpr2 VzVVQdr\ = тг (Zl < Z < Z2)
о о
и потенциального вихря
л л
2л f рг2Иг Иф</г|гжгг - 2л Jpr2 VzVvdr\^ =mz (zx<Z< Z2).
Гг r2
Используя обозначения
/Г (г) = 2л |рг2КгИф</г; /х(г) = 2л|рг2ГгоГфо</г (4.117)
Л о
и граничные условия
JT(Z = 0) = JT(z = L) = Jr, JX(Z = 0) = Jx, JX(Z =L) = jaon, (4.118)
вытекающие из предположения о равенстве массовых расходов
<7ДОП= Gx и интегрирования уравнений моментов импульса от
Z = 0 до z — L, получаем
202
У. + J — J + J
I ДОП X доп
Момент сил турбулентного взаимодействия
£ L
MT = \d[mr (?) < 2лг22] |тет</? = Ух (0) - Удоп.
о о
(4.119)
Если дополнительный поток подавать в трубу без предвари-
тельной закрутки, то Удоп= 0 и тогда Л/т = J*.
Выражения для расчета составляющих уравнения баланса мо-
ментов импульса (4.118) могут быть записаны в виде
где
У1=^вд м.
(4.120)
/ 9 \
Л = вп5 —- (ф9 + ф10),
\ J
(4.121)
Ф9 = J X*-» (X - С)0,5 /n+2}dr;
га
г Зл+1
<P,„=^lpW”-2)dr.
гч>
(4.122)
Величину п находят из равенства
- ( 2 У1,5 1
fcM’=2(jnJ =Н)^ + 9|°)-
(4.123)
При работе вихревой трубы на сравнительно больших ц необ-
ходимо учитывать ограниченные возможности вводимой с газом
первичной кинетической энергии. Воспользуемся теоремой жи-
вых сил для выделенного контрольного объема Q (см. рис. 4.9).
Предположим, что внутри Q компоненты тензора напряжения и
вектора скорости — непрерывные дифференцируемые функции
203
координат и времени [121, 122]. Допустим, что массовые силы
Fm= 0, а тензор напряжения симметричен, тогда поток кинетиче-
ской энергии через Q [142]
d^d^=^{^\d^+\^-Vnd., (4.124)
dtn 2 idt\ 2 ) i 2
где Vn — нормальная к ограничивающей поверхности скорость.
С учетом свойств аддитивности поверхностного интеграла и
принятых частей контрольной поверхности уравнение сохране-
ния энергии может быть записано в виде [122]
Ёп (0) = Ёп (£) + Ёь (0) - Ёь (£) = - 42в, (4-125)
где Ёп, Ёь — поток кинетической энергии соответственно потен-
циального и вынужденного вихрей; 4ов, 4юв’— мощность соот-
ветственно внешних и внутренних поверхностных сил.
Внешние поверхностные силы — силы трения о стенки; внут-
ренние — силы вязкостного турбулентного взаимодействия.
Считая периферийный вихрь в сечении размещения дросселя
полностью раскрученным, а энергию, приходящуюся на осевое
движение, постоянной для потоков (периферийного и приосево-
го), преобразуем (4.125), которое с учетом осевой симметрии мо-
жет быть записано в виде [122]
л ч ... , .
л fp Kp4'Y/r - 71 Jp VvVzrdr = 4ов - 4ов, 126)
£с(0)-(0) = 4о}в --лЕк.
Численный эксперимент по определению запаса кинетической
энергии, затраченного на реализацию микрохолодильных циклов
(рис. 4.10), показал, что распределение окружной скорости пра-
ктически во всем диапазоне отличается от закона вращения твер-
дого тела. Причем с ростом относительного расхода охлажденно-
го потока ц, которому соответствует снижение степени расшире-
ния газа в вихревой трубе лр отклонение от закона вращения
твердого тела у вынужденного вихря увеличивается. При одном
и том же давлении на входе Pf величина п, характеризующая сте-
204
Рис. 4.10. Зависимость профиля окружной скорости приосевого вихря от степе-
ни расширения и относительной плошали соплового ввода:
а: 1 — л.= 3,7, п = 5; 2— л.= 3J), п = 4; 3 — л.= 4,4, л = 3; 4 — Л]= 5,5, п = 2;
5 — Л]= 14, п = 1; /*!*= 0,5 МПа; Fc= 0,1; б: 1 — л,= 2,0, п = 5; 2— х,= 2,1^ п = 4;
3-Л]=2,3, л = 3; 4 — х,= 2,7, п = 2; 5-Л]=5,0, л=1; Р{= 0,3 МПа; Fc=0,l;
в: 1 — 2,8, п = 5; 2 — л1=_2,9, п = 4; 3 — л,= 3,2,2! = 3; 4 — х,= 3,9, п = 2; 5 —
л,= 8, п = 1; Р: = 0,4 МПа; Гс=0,1; г: 77=293 К; //=0,02 (7), 0,04 (2), 0,1 (3),
0,04 (4), 0,08 (5), 0,1 (б); Р{ = 0,3 (1, 2, 3); 0,5 (4, 5, 6) МПа
пень отставания от предельно возможной закрутки, возрастает с
уменьшением относительной площади соплового ввода Fc, что
является следствием падения исходной работоспособности вво-
димой массы. Снижение интенсивности закрутки вынужденного
вихря сопровождается увеличением зоны распространения по-
205
тенциального течения, что видно по снижению относительного
радиуса разделения вихрей 7
Существует характерная степень расширения в вихревой трубе
(или относительная доля охлажденного потока) (рис. 4.11), при
которой кинетическая энергия вынужденного вихря становится
больше исходной. На режимах вращения вынужденного вихря
отстает от закона вращения твердого тела — о = const. Избыто-
чная кинетическая энергия свободного вихря расходуется на тре-
ние о стенки (работа внешних поверхностных сил) и на работу
внутренних поверхностных сил. При турбулентном течении
пульсационное движение непрерывно извлекает энергию из ос-
редненного движения. Эта часть энергии обеспечивает работу
переноса турбулентных молей в поле радиального градиента ста-
тического давления [121, 122]. Если допустить, что под действи-
ем турбулентности перемещаются среднестатистические турбу-
лентные моли с массой dm, совершающие элементарные циклы
парокомпрессионных холодильных машин, то можно найти ра-
боту, затраченную на их реализацию. Объем турбулентного моля
и путь его перемещения невелики по сравнению с контрольным
объемом Q, поэтому изменение температуры при изобарных про-
цессах теплообмена моля с окружающими его частицами незна-
чительно. Это позволяет, не внося существенной погрешности,
заменить цикл Брайтона циклом Карно. Тогда работа по охлаж-
дению выделенного контрольного объема Q равна сумме элемен-
тарных работ турбулентных молей
Д<=ФК J
.Tg ^-2Tg + T\(A+Br2\ (A+Br2-C}°’5rdr. (4.127)
T^A+Br2) V ’
Равенство £K = определяет предельное значение ц, превы-
шение которого не в состоянии обеспечить в сопловом сечении
адиабатное распределение параметров.
Воспользовавшись уравнением сохранения массы, можно про-
вести согласование проходных сечений соплового ввода, отвер-
стия диафрагмы и дросселя
FCM, = FrMZr (Рр)0’5 + (Рхрх)0’5, (4.128)
206
Рис. 4.11. Связь запаса потока кинетической энергии д£ с работой привода LK
при 7 = 0,5 (о) и 0,7 (б): _ _
Fc = 0,04 (/); 0,06 (2); 0,08 (5); -- LK,-------- ЬЕ; Гх = Т’о = 293 К; М = 1,0;
к = 1,4
207
где F= F^F^— относительная площадь отвода подогрева масс
газа; Мг — осевая составляющая числа Маха на выходе из горя-
чего конца вихревой трубы.
Средне массовая относительная температура охлажденного по-
тока
ех=т;/т; (4.129)
и среднемассовая температура подогретого потока, определяемая
из уравнения сохранения энергии вихревой трубы
Г = (т; + цгх‘)/(1 - ц) (4.130)
или в относительной форме
ег=т;/г; (4.131)
позволяют сделать среднеинтегральные оценки процесса энерго-
разделения. Необходимую длину камеры энергоразделения мож-
но найти, если известен характер затухания окружного импульса
по мере продвижения свободного вихря от соплового ввода к
дросселю. Интенсивность затухания можно оценивать снижени-
ем потока полного момента импульса [47]
Л/^ir = ехР ~Ь —
(4.132)
где J— полный поток момента импульса; J*— начальный пол-,
ный поток момента импульса; b — параметр, характеризующий
наклон кривой затухания; г — радиальная координата.
Параметр затухания b определяется экспериментально, так как
он существенно зависит от конкретного исполнения конструк-
ции вихревой трубы. Особенно сильное влияние на характер за-
тухания и интенсивность турбулентности в камере энергетичес-
кого разделения оказывает конструкция раскручивающего уст-
ройства, которое устанавливается непосредственно перед дроссе-
лем или органически соединено с ним. В частности для устрой-
ства, испытанного авторами [196], значение b определяли по
формуле
Z>=140Rerrf, (4.133)
где Rer</= 4(71/л</1ц— число Рейнольдса по средней осевой ско-
рости; ц — мольная динамическая вязкость.
Зависимость (4.133) справедлива в диапазоне 0,8 • 105 < Rer d <
< 3,6 • 105. Таким образом, на горячем конце трубы известны рас-
208
пределение Иф= /(/, г) и полная среднемассовая температура Т*.
Считая V= const для свободного вихря по длине камеры энерго-
разделения можно найти сечение, в котором устанавливается
также адиабатное распределение параметров. Окружной момент
импульса в сопловом сечении
*+i I
,_____ I уь р к ( р* Л к
(4.134)
Текущее значение окружного импульса вдоль камеры энерге-
тического разделения вихревой трубы с учетом диссипативных
моментов
jjr = Л*г • ехР ~Ь-
(4.135)
Расход газа через любое сечение равен расходу Gx через сопло-
завихритель. Это условие достаточно хорошо выполняется для
двухконтурной вихревой трубы. Тогда окружная составляющая
числа Маха на периферии горячего конце вихревой трубы
(4.136)
а полное число Маха
М1г = 7м1пр + м2. (4.137)
Статическую температуру на границе со стенкой трубы г—г{
можно найти по известному числу Маха и полной температуре,
если воспользоваться соотношениями для одномерного изоэн-
тропного потока:
Т\г =
1 £ 1 # 2
1 + — Л/1Г
(4.138)
Рассматривая периферийный вихрь как поток, протекающий
209
по кольцевому каналу, с подводом тепла от приосевых масс, най-
дем потерю давления, вызванную процессом подвода тепла [166]
(Л/Л)ПР= * + 1 •
Для двухатомного газа к — 1,4. Тогда предельно возможное па-
дение давления составит (Рх/Рг)пр— 2,4. Иначе, давление перед
дросселем в свободном вихре будет связано с давлением в сопло-
вом сечении соотношением
Лг=Л/2Л, (4.139)
а полное давление на периферии перед дросселем
к
Pu = PlT(l + ^M^k~l.
Экспериментальное исследование, проведенное различными
авторами [40,112,116], удовлетворительно согласуется с зависи-
мостью (4.137). По экспоненциальному изменению давления и
температуры вдоль камеры энергоразделения от соплового ввода
к дросселю
(4140)
р1г =Д ехр(е)
и параметрам в двух крайних сечениях с адиабатным распределе-
нием можно определить показатель степени экспоненциальных
функций
J = In - In (4.141)
£ = 1П Plr - 1П Р, .
Описанная усовершенствованная модель гипотезы взаимодей-
ствия вихрей позволяет определить интересующие в расчетах ис-
следователей предельные по энергоразделению интегральные ха-
рактеристики и геометрию трубы.
Некоторые результаты эксперимента показаны на рис.
4.12-4.14.
Исследованный диапазон изменения температуры газа на вхо-
де в сопловой ввод разбит на два интервала: 250 < 7j* < 1000 К и
210
1 000 < < ЗООО К. С ростом температуры газа на входе в сопло-
завихритель до Ту = 2600 К показатель Пуассона к снижается, а
газовая постоянная R растет, причем падение показателя адиаба-
ты происходит интенсивнее роста R. Это приводит к снижению
уровня окружных скоростей в камере энергоразделения, а, сле-
довательно, и к снижению радиальных градиентов давления и
уменьшению эффективности процесса энергоразделения. Начи-
ная с Ту = 1700 К появляется необходимость учета диссоциации
рабочего тела. В расчетах в качестве рабочего тела использова-
лись продукты сгорания керосина в воздухе, при коэффициенте
избытка воздуха а = 1,1. Диссоциация каждого из компонентов
газа сопровождается поглощением тепла. Эффекты подогрева
способствуют разложению продуктов сгорания, а рост концент-
рации одного из продуктов распада снижает степень диссоциа-
ции. В диапазоне 0,01 < Р< 0,5 МПа при Т> 1600 К диссоциация
практически отсутствует, при 1600 < Т< 2400 диссоциация сла-
бая, при Т > 2400 К диссоциация сильная. Учет диссоциации (см.
рис. 4.12) приводит к более интенсивному снижению эффектов
подогрева, что хорошо соответствует принципу Ле-Шателье—
Брауна. Появление минимума и максимума у кривых легко объ-
яснимо совокупным воздействием возрастающей степени диссо-
циации и характером изменения в рассматриваемом интервале
давления и температуры величин км R.
При температуре на входе Ту > 3000 К основное влияние ока-
зывают интенсивный рост газовой постоянной R и некоторый
рост показателя к, которые компенсируют влияние диссоциации.
Таким образом, диссоциация приводит к снижению эффектов
подогрева и к некоторому росту эффектов охлаждения. Наиболь-
шее влияние диссоциация оказывает при температуре на входе
Ту = 3000 К. Погрешность от пренебрежения ею может дости-
гать 14%.
Достижение необходимых эффектов энергоразделения обеспе-
чивается различным сочетанием геометрических и режимных па-
раметров. Выбор конкретного режима и геометрических разме-
ров элементов конструкции осуществляется по максимальным
значениям rj,, rj^, 0Г в зависимости от конкретного предназначе-
ние вихревого энергоразделителя.
Эффекты энергоразделения зависят от относительной площа-
211
Рис. 4.12. Характеристики высокотемпературной вихревой трубы в зависимости
от Г,* (а) и ц (6, в):
1 — теория без учета свойств реального газа; 2 — с учетом этих свойств; 3—
эксперимент
ди соплового ввода (см. рис. 4.13), относительного радиуса от-
верстия диафрагмы ~гл. Расчетные характеристики (см. рис.
4.13,д) прогнозируют возможность появления режима реверса в
работе вихревого энергоразделителя, что получило эксперимен-
тальное подтверждение. Относительные эффекты подогрева 0* <
1, означающие по сути охлаждение периферийного свободного
вихря для гд= 0,7 при сравнительно малых значениях ц < 0,6 объ-
212
Рис. 4.13. Зависимость эффектов энергоразделения от относительной доли охла-
жденного потока:
а, в — противоточная; б, г — двухконтурная труба; а, б: Tj = 3000 К; /*;’= 0,5
МПа, Т= 0,08; а = 1,1; 7Д= 0,4 (/), 0,5 (2), 0,6 (3), 0,7 (4), г2 (5); в, г-. Р'= 0,5
МПа; ?с= 0,08; 7 = 0,5; а = 1,1; р = т =1; = 300 (7), 1000 (2), 2000 (2), 3000 К
(4)
ясняются наличием в отверстии диафрагмы вихревой трубы воз-
вратных течений. У вихревой трубы с дополнительным потоком
возвратные течения отсутствуют и реверс трубы невозможен (см.
рис. 4.13,6). Опыты подтверждают этот вывод [1, 3]. Существен-
ное влияние на характеристики вихревых труб оказывает относи-
тельная доля охлажденного потока ц = GJGV с ростом которой
213
(см. рис. 4.13,в) снижается степень расширения газа в вихре, что
снижает эффективность микрохолодильных циклов, совершае-
мых турбулентными молями, а это вызывает снижение эффектов
энергоразделения. Однако с ростом ц относительный эффект по-
догрева 0* растет, что объясняется существенным уменьшением
подогреваемой массы газа. Несмотря на то, что эффекты подог-
рева в двухконтурной вихревой трубе несколько ниже, поток эн-
тальпии подогретого газа i*GT = i*Gx всегда выше, чем у противо-
точной i*GT = i* G[(l — р) , что и обеспечивает ей более высокую
холодопроизводительность. Каждому значению относительного
расхода охлажденного потока ц, при фиксированных и Г,* со-
ответствует определенное значение относительной площади про-
ходного сечения соплового ввода и относительного радиуса от-
верстия диафрагмы, сочетание которых обеспечивает или макси-
мум эффектов подогрева 0Г, или максимум эффектов охлаждения
0*. Влияние различных геометрических и режимных параметров
в соответствии с численным экспериментом, поставленным по
уточненной модели гипотезы взаимодействия вихрей, легко про-
слеживается по результатам расчетов показанных на рис. 4.14.
Результаты численного эксперимента показаны в виде номо-
грамм (рис. 4.15), связывающих между собой значения режим-
ных и геометрических параметров, обеспечивающих достижение
максимальных эффектов подогрева части газа, вводимого в вих-
ревую трубу. Номограммы позволяют по заданному конкретному
режиму работы р = idem и конкретной геометрии трубы опреде-
лить действительную степень расширения в вихревой трубе и
число Маха М] на выходе из сопла завихрителя.
Вихревая труба может работать в режиме вакуум-насоса. Это
будет происходить в том случае, когда давление среды, в которую
происходит истечение, будет достаточно высоким и когда сум-
марный расход через отверстие диафрагмы станет отрицатель-
ным (р < 0). Минимальное давление (Px)min при вакуумировании
замкнутого объема определяется очевидным условием ц = 0
[116]. Максимум коэффициента эжекции при фиксированном
давлении Рх (для случая ц < 0) достигается при критическом те-
чении подсасываемого газа по всему сечению отверстия диа-
фрагмы.
214
Q35 qtf o,ss qsf jn
6)
Рис. 4.14. Теоретические характеристики вихревых труб:
а, б-F= 0,08; лд= 0,6; Pf=0,6 (7), 0,5 (2), 0,4 (3), 0,3 МПа (4); ц = 0,8 (а);
т; = 300 К (б); цдоп = 0 (б);
в - Гх = 200 (7), 400 (2), 600 (3), 800 (4), 1000 К (5);
г - Т\‘ = 300 (7), 600 (2), 800 (3), 1000 К (4);
д, е - р; = 0,4 МПа; Тх‘= 295 К; ц(б) = 0,7; 7д(б)= 0,4 (7), 0,5 (2), 0,6 (3), 0,3 (4);
ц(е)=0,8 (7), 0,7 (2>, 0,6 (3), 0,5 (4), 0,4 (5), 0,3 (б)
215
Рйс. 4.15. Номограммы расчета оптимальных параметров:
т;= 295 К; Идоп= 0; Р,= 0,6 (7), 0,3 МПа (2)
216
Глава 5
Технические приложения аппаратов
с интенсивно закрученными потоками
Многообразие характерных особенностей интенсивно закру-
ченных потоков определяет достаточно широкий спектр их тех-
нических приложений. Обладая специфическим свойством энер-
горазделения, имея простую и надежную конструкцию, неслож-
ную регулировку, будучи достаточно компактными, вихревые
трубы весьма успешно применяются в промышленности для ре-
шения самых разнообразных задач. Это позволяет, обобщая на-
копленный опыт, выделить несколько характерных классов про-
мышленных вихревых энергоразделителей:
вихревые охладители, нагреватели, термостаты, кондиционе-
ры, в которых в основном используются эффекты энергоразделе-
ния в виде «холода» и «тепла» результирующих потоков [9, 15, 20,
22, 25, 34-40, 81, 86, 88, 112, 116, 144, 145, 154, 160, 196, 204,
208];
вихревые эжекторы для отсоса постороннего газового потока
или вакуумирования замкнутых объемов [15, 34—40, 112, 116,
117];
вихревые энергоразделители фазового и компонентного разде-
ления газовых и газожидкостных смесей (сепарация с выделени-
ем конденсированных фаз из газового потока, разделение смеси
углеводородных газов на низко и высококипящие компоненты),
низкотемпературная ректификация и др. [15, 34—40, 112, 131,
168, 178, 182, 183, 204];
самовакуумирующиеся вихревые трубы (вихревые гигрометры;
охлаждение физических объектов, помещенных в приосевую зо-
ну камеры энергоразделения) [34—40, 116, 119];
217
вихревые горелочные устройства [15, 34-40, 93, 141];
вихревые трубы в системах термостатирования и охлаждения
элементов термонагруженных деталей и узлов воздушно-реактив-
ных двигателей, наземных и судовых газотурбинных установок
[15, 22, 25, 34-40, 81, 112, 116, 145, 154].
Методики расчета и проектирования вихревых труб различных
технических приложений можно найти в работах [34, 112, 116].
Их развитие и оптимизация продолжается и в настоящее время
[204, 264].
Несовершенство процесса энергоразделения обусловливает
причину специфического использования вихревых труб в тех
случаях, когда простота и надежность в совокупности с особен-
ностями технологического процесса, компенсируют их основной
недостаток — низкую термодинамическую эффективность.
Вихревые трубы целесообразно применять тогда, когда имеет-
ся избыточное давление и в технологическом процессе требуется
производство охлажденного или подогретого потока газа. О ши-
рине спектра технических приложений вихревых труб свидетель-
ствуют материалы Всесоюзных конференций «Вихревой эффект
и его применение в технике», организацию которых осуществлял
профессор А.П. Меркулов. В основном это периодическое или
регулярное охлаждение различных объектов: от медико-биологи-
ческих, промышленных, технологических систем до систем тер-
мостатирования и жизнеобеспечения. Больших успехов в разра-
ботке и внедрении от мелких до средних серий добились
А.И. Азаров [7—10, 34—40] и Ю.В. Чижиков [204].
На рис. 5.1 показаны марки разработанных и внедренных
А.И. Азаровым устройств: рабочие места оператора-монтажника,
транспортные вихревые холодильники (ТВХ), системы кондици-
онирования кабины машиниста тепловоза и других транспорт-
ных средств.
На рис. 5.2 показан внешний вид одной из вихревых труб, вы-
пускаемых мелкими сериями. '
Если свойство производства холодного потока у вихревых труб
применяется довольно широко, то подогрев части исходного га-
за используется заметно реже [15, 34—40, 116]. Однако в послед-
нее время появилась серия работ по вихревым подогревателям
[34—40, 86, 135, 141, 144, 154], высокотемпературным вихревым
трубам, указывающая на возможные пути расширения спектра
218
Рис. 5.1. Устройства, серийно выпускаемые лабораторией вихревых аппаратов
СПГТУ (печатается с разрешения А.И. Азарова)
Рис. 5.2. Внешний вид современного вихревого охладителя (печатается с разре-
шения А.И. Азарова)
219
использования вихревых труб с их возможной ориентацией на
энергетику.
5.1. Методики расчета вихревых труб
Основными элементами всех вихревых охладителей, нагревате-
лей, кондиционеров, гипотермических устройств, термостатов
является вихревая труба адиабатного или неадиабатного типа.
Поэтому рассмотрим процесс их расчета и проектирования на
заданную холодо- или теплопроизводительность с использовани-
ем имеющихся характеристик, полученных опытным путем. Ис-
ходными данными для расчета являются температура Гх* или Т*
и холодопроизводительность Qx если речь идет об охлаждении,
либо теплопроизводительность для случаев подогрева Qr. Очень
часто известно давление среды Р*, Р*, в которую происходит ис-
течение того или иного из потоков. Известными или заданными
следует считать температуру и давление исходного сжатого газа.
Практически в каждой из работ [34—40, 112, 116, 168, 204] из-
ложен свой взгляд на алгоритм расчета, хотя при их вниматель-
ном анализе выясняется, что принципиальных разногласий меж-
ду ними не существует.
Исходные данные:
температура охлаждаемого объекта ............Г, К
температурный напор между охлажденным
потоком газа и охлажденным объектом .........Тк , К
потребная холодопроизводительность .........Qx, кВт
давление и температура сжатого газа.........Р{, Па; Г,’, К
физическая природа сжатого газа
(чаше всего воздух)
давление среды, в которую происходит истечение
(чаше всего в атмосферу) .....................Рк; Па.
В процессе проведения расчета необходимо определить основ-
ные геометрические размеры вихревой трубы и ее основных эле-
ментов, режимные характеристики, обеспечивающие потребные
абсолютные эффекты энергоразделения ЛТХ, АГ*, расход исход-
ного сжатого газа и расходы результирующих охлажденного Сх
и подогретого (7Г потоков. Пожалуй, одним из наиболее трудных
решений при расчете вихревого энергоразделителя является вы-
220
бор типа вихревой трубы, что связано с достаточно большим
числом разнообразных конструкций, форм камеры энергоразде-
ления. Сравнительно объективный анализ имеющегося экспери-
ментального материала позволяет утверждать, что при выполне-
нии всех рекомендаций по оптимизации камеры энергоразделе-
ния вихревых труб практически близкую по термодинамической
и температурной эффективностям имеют как цилиндрическая,
так и диффузорная камеры. Поэтому за основу расчета можно
принять методику, разработанную Ю.В. Чижиковым [40, 204], в
полном объеме изложенную в руководящих технических матери-
алах РТМ авиационной техники № 160290 «Трубы вихревые. Ме-
тодика расчета».
По исходным данным можно рассчитать потребный расход ох-
лажденного потока:
gx = <51>
и потребный эффект охлаждения
ДГХ= Т‘ - Т*,
где Т* — температура охлажденного потока на входе в устройст-
во, содержащее охлаждаемый объект (например, камеру).
Температура охлажденного потока из условий обеспечения не-
обходимой величины охлаждения объекта может быть определе-
на по выражению
Тх’ = Г - ДТК’. (5.2)
В общем случае для режимов работы вихревого охладителя в
диапазоне от максимальной температурной эффективности ц, до
максимальной термодинамической эффективности ф^, значения
И, можно рассчитывать по линейной зависимости [204]
ц, = А~Вц, (5.3)
где А = 0,62—0,74 коэффициент совершенства изготовления
конструкции; В=/(лтр/1,75 — коэффициент гидравлического со-
противления диафрагмы трубы, зависящий от ее размера и сте-
пени расширения газа в вихревой трубе. Причем верхний уро-
вень коэффициента совершенства А следует брать при индивиду-
альной тщательной отработке всего технологического процесса.
При серийном изготовлении необходимо принимать нижний
уровень А = 0,62. При заданном значение^ находят из соот-
221
ношения, справедливого для двухатомных газов /сл^ = 0,327, от-
куда/^ 0,327/nV*.
Относительный диаметр отверстия диафрагмы для конической
вихревой трубы равен da= 0,36 + 0,37ц, для цилиндрической —
по данным А.П. Меркулова d = 0,35 + 0,313ц. Более точно этот
диаметр с учетом степени расширения в вихревой трубе для ре-
жима максимальной температурной эффективности может быть
найден по формуле
За = 1,28^7^, (5.4)
для режима максимальной термодинамической эффективности
Фал
=0,544^-’)/*, (5.5)
При использовании раскручивающих устройств в виде кресто-
вин различных типов целесообразно относительную длину каме-
ры энергоразделения как цилиндрической, так и диффузорного
исполнения / = 9, т. е. / = 9d .
Другая трудность расчета состоит в определении относитель-
ной доли охлажденного потока ц. Как отмечено ранее макси-
мальные эффекты охлаждения наблюдаются в диапазоне
0,2 < ц < 0,3, а максимальная холодопроизводительность — при
0,6 < ц < 0,75. Можно предложить вариационный метод опреде-
ления ц с использованием выражения (5.3). По известным значе-
ниям 7* и рассчитывается изоэнтропный эффект охлаждения
Д7’д= ТД1 - (1/л )(*~Воспользовавшись значением темпе-
ратуры охлажденного потока, рассчитанного по (5.2), найдем по-
требное значение температурной эффективности rjT = ДТ^/дТ^.
Зная потребное значение п, по выражению (5.2) рассчитаем ц
и = (Я - П,)/Л. (5.6)
Расход сжатого газа находят с помощью известных значений
относительной доли охлажденного потока, эффекта охлаждения
Д Т’ и потребной холодопроизводительности Qx
G,= 0х/(цСрДТх) . (5.7)
222
Расчет предполагает наличие критического перепада давления
лтр> 2,0. При этом в диапазоне чисел 0,2 < ц < 0,8 в вихревой тру-
бе происходит критическое истечение из отверстия сопла диа-
фрагмы. В этом случае проходное сечение сопла закручивающе-
го устройства Fc в предположении Мх = 1,0 можно определить из
выражения
В выражении (5.8) Gx дано в кг/с; Рх в Па; R — газовая посто-
янная, равная 8314,2/ц. Коэффициент расходов сопла в проект-
ных расчетах может быть принят 0,95 < ас < 0,96.
Размеры проходного сечения прямоугольного сопла F= bh
определяют по формуле
h = JFJ2; b = Fch. (5.9)
По известному Fc и относительной площади соплового ввода
рассчитывают диаметр вихревой трубы
^ = а/4Л/(лЛ). (5.Ю)
Изложенная методика требует некоторых уточнений по учету
масштабного фактора, влажности воздуха, коэффициенту расхо-
да сопла.
Пожалуй, наибольшие расхождения в отечественных работах
встречаются по ас — коэффициенту расхода. Так, в работе [40]
А.Д. Суслов с соавторами предлагают принять ас= 0,92, в работе
[111] А.В. Мартынов и В.М. Бродянский рекомендуют
0,87 < ас < 0,89, в [116] А.П. Меркулов — 0,95 < ас < 0,96.
Более достоверные и обоснованные данные можно найти в ра-
ботах [102, 133, 134], где для тангенциального входа прямоуголь-
ной формы рекомендуется зависимость
а« = ‘-/да(1-03-’-4). <51|>
^fd
где Re — число Рейнольдса на входе в трубу, рассчитанное по
223
средней тангенциальной скорости истечения из сопла закручива-
ющего устройства, за определяющую принята температура сжа-
того газа на входе, определяющий диаметр — диаметр камеры
энергоразделения.
При проектных расчетах удобнее принимать ас= 0,95, а после
определения размеров проверить ас по выражению (5.11). Если
расхождение не превышает 2% расчет можно считать достаточно
точным. Если расхождение (ас — аср )/100 > 2%, то, воспользо-
вавшись коэффициентом расхода сопла аср, определенного по
(5.11), проводят повторный расчет вихревой трубы.
Масштаб вихревой трубы, по результатам опытов 70—80 гг.,
следует учитывать, если в расчетах диаметр вихревой трубы
t/Tp< 18 мм. Для уточнения расчета таких труб можно воспользо-
ваться поправкой, предложенной А.П. Меркуловым, в соответст-
вии с которой температурная эффективность труб меньшего диа-
метра снижается в зависимости от последнего на
ДП, = 0,005(33 - rf ).
Тогда с учетом этой поправки расчетная температурная эффе-
ктивность q, для трубы рассчитываемого диаметра может быть
найдена по формуле
Птр^-Дп,- (5.12)
Последняя поправка обусловлена влажностью сжатого газа,
подаваемого на вход. По А.П. Меркулову эту поправку вводят в
потребное значение абсолютного эффекта охлаждения исходно-
го сжатого газа в вихревой трубе [116]:
(дтх*)в= дт; - 5(ДТХ), (5.13)
а значение 5 (ДТХ), в частности для воздуха, рассчитывают при
известной относительной влажности по зависимости
8(ДТХ) = Чв/с9, (5.14)
где
?в«6,8Ьг.Акф; (5.15)
Mr Лр
где цп — молекулярная масса пара, цг — молекулярная масса газа.
Тогда
224
8(47;)^^.^ (5.16)
CP Mr Лр
или
8(47;) = 4,06 10’3.51ф. (5.17)
Р\
Так как давление насыщающих паров зависит от температуры
7\', то 5 (Д7’х) возрастает с ростом и относительно влажности
Ф1 (в %).
Расчет конических вихревых труб. Расчет вихревой трубы с
диффузорной камерой энергоразделения от предшествующего
отличается лишь уточнением некоторых геометрических параме-
тров, касающихся ее геометрии и выбора безразмерной длины. В
соответствии с рекомендациями последних публикаций следует
считать оптимальными для диффузорных камер энергоразделе-
ния следующие геометрические характеристики:
относительную длину камеры энергоразделения без крестови-
ны I = 14 или I = 9, если на горячем конце установлена раскру-
чивающая поток крестовина;
угол конусности камеры энергоразделения — а = 3—4°;
внутренний канал патрубка отвода охлажденного потока необ-
ходимо выполнять диффузорным с углом конусности 0 = 15—20°
и минимальным диаметром — диаметром отверстия диафрагмы
da= 0,45, если труба проектируется на nZmax и d = 0,7, если труба
проектируется на <pMmax [23, 40, 60, 111, 116, 117, 156, 168, 169,
204].
Расчет вихревых труб на режиме подогрева. Расчет вихревых
труб, работающих в режиме нагрева практически не отличается
от приведенного выше расчета на режиме охлаждения. Тем не
менее, следует помнить, что эффекты подогрева в отличие от эф-
фектов охлаждения возрастают с увеличением относительной до-
ли охлажденных масс газа. В задачах нагрева, как и в задачах ох-
лаждения, могут реализовываться два характерных потребных ре-
жима работы вихревого энергоразделения: режим максимально
достигаемых эффектов подогрева с обеспечением необходимого
расхода подогретых масс газа nfmax и режим максимально дости-
гаемой теплопроизводительности [(1 — р)т1,]тах-
225
С задачами такого типа разработчики вихревой техники часто
сталкиваются при разработке вихревых обогревателей (например,
при расчете противообледенительной системы лопаток статора
ГТД с вихревыми энергоразделителями). Из законов сохранения
энергии и расхода, рассмотренных в гл. 2, следует, что для клас-
сической адиабатной разделительной вихревой трубы
1-ц
или после деления на изменение температуры в изоэнтропных
процессах расширения от входного давления до давления среды,
в которую происходит истечение,
ДТГ _ ц ДТХ
Д7^ 1 - ц ДТ^
или Лг=-^— и,. (5.18)
1-ц
Следует заметить, что Лг несет в себе лишь расчетную нагруз-
ку в отличие от л,, которая имеет определенный физический
смысл при оценке совершенства холодильной машины с вихре-
вым расширительным устройством в сравнении с изоэнтропным
идеальным детандером. Обычно в техническом задании на рас-
чет должны быть заданы потребная температура Тг и расход GT
подогретых масс газа на выходе из вихревой трубы и техничес-
кие характеристики источника сжатого газа: давление Pf, допус-
тимый расход G, температура сжатого газа Т\ (например
к = тт).
По известному давлению, как и в предшествующих случаях
расчета, находят
л = дт/дт,,
где ДТГ= Тг — Тлт, a &Ts рассчитывают по выражению (2.18).
По известному значению Лг по формуле (5.18) находят значе-
ния и, и по формуле (5.3) — относительную долю охлажденного
потока ц. Расчет в некоторой степени является достаточно при-
ближенным, так как в опубликованной литературе нет данных по
исследованию вихревых подогревателей и отсутствуют исследо-
вания по оптимизации конструкций вихревых труб, работающих
на нагрев. Причина этого кроется в существенной необратимо-
сти процесса нагрева в вихревой трубе, так как он менее целесо-
226
образен, чем процесс охлаждения. Эти вопросы в некоторой сте-
пени затронуты в работе [228], однако, и там описаны лишь ис-
следования однорасходной вихревой трубы, проводившиеся с це-
лью изучения самовоспламенения в вихревых термотрансформа-
торах, и поэтому они носили лишь частный характер (проводи-
лись в режиме ц = 1).
В качестве рекомендаций для расчета вихревых подогревателей
можно отметить, что Fc t по максимально достижимым эффек-
там нагрева части газа, истекающей через проходное сечение
дросселя составляет 0,15 < Fcopt <0,22. При этом относительное
значение отверстия диафрагмы ~гр избирается в диапазоне
0,7 < 7 < 0,95, меньшему значению Fc соответствует меньшее
значение 7а и наоборот.
Расчет вихревой трубы с дополнительным потоком. Вихревая
труба с дополнительным потоком применяется в тех случаях, ко-
гда необходимо получить в процессе энергоразделения макси-
мально возможную холодопроизводительность при предельно
допустимом относительном расходе охлажденного потока и ми-
нимальном расходе сжатого газа.
Исходными данными при расчете двухконтурной вихревой
трубы является глубина охлаждения Тк и снимаемый теплосъем
Qx, который в конечном итоге совместно с теплопотерями дол-
жен определить потребную холодопроизводительность разраба-
тываемого устройства — вихревого холодильного агрегата (ВХА).
Если давление среды, где размещен охлаждаемый объект, отли-
чается от атмосферного, то его конкретное значение так же вхо-
дит в условия однозначности, т. е. должно быть задано Рх. В про-
тивном случае принимается, что давление холодного потока рав-
но атмосферному давлению.
В зависимости от условий охлаждения, от технического зада-
ния необходимо задаться величиной изобарного подогрева охла-
жденных масс газа в процессе теплообмена с охлаждаемым объ-
ектом ЛТХ. В процессе термостатирования на установившемся ре-
жиме очевидным будет равенство
Gx=0b+Gh-
где QB — тепло, выделяемое внутри охлаждаемого объекта, на-
пример, за счет действия внутренних источников тепловыделения;
227
QH — теплоприток внутрь охлаждаемого объекта за счет неадиабат-
ности системы.
Часто внутренее тепловыделение отсутствует и на установив-
шемся режиме теплосъем будет определяться лишь величиной
необратимых потерь за счет неадиабатности камеры холода и ма-
гистралей подвода и отвода охлажденного газа Qx= QH. По изве-
стному значению потребной холодопроизводительности и вы-
бранному значению изобарного подогрева охлажденных масс га-
за, считая изобарную теплоемкость известной, по уравнению те-
плового баланса определяют потребный расход охлажденного по-
тока
Зг QJ^tx.
Температура охлажденного потока на входе в охлаждаемый
объект определяется из условия
Т*< ТХ~ЛТХ.
По известным входной температуре сжатого газа Tf и темпе-
ратуре охлажденного потока Тх определяем необходимый абсо-
лютный эффект охлаждения внутри вихревой трубы
ЛТХ= Т* - Т*.
и относительную температуру охлажденного потока
е; = тут;.
Далее рассчитываем степень расширения газа в вихревой тру-
бе те[ = р;/р;.
По известным 0Х и nJ определяют режим работы, предвари-
тельно проведя сравнение с 0Х t — соответствующим максимуму
энергетической эффективности. Если 0Х> Bxopt, то окончательно
принимают 0х=0хорГ Для случая 0х<0хо/„ выбирают режим по
ц', обеспечивающий заданную глубину охлаждения, т.е. 0 = 0Х.
Для этого используют либо соответствующие экспериментальные
данные в виде графиков, либо аппроксимационное соотношение
ц'=-11,64 +7,470х + 15,850х -9,230х.
По известному значению ц' определяют удельную холодопро-
изводительность
228
q’x = M'CX(l-e')-
Затем рассчитывают расход сжатого газа, обеспечивающий по-
требную холодопроизводительность
По известному расходу и полным параметрам сжатого газа на-
ходят минимальный диаметр камеры энергетического разделения
двухконтурной вихревой трубы, предварительно определив пло-
щадь проходного сечения сопла завихрителя по выражению
*+i ,---
Л: э п*
< 2 J “сД
и коэффициенту расхода сопла ас= 0,95-^0,97.
После определения Fc нетрудно найти площадь трубы с по-
мощью известных соотношений для оптимального сочетания ос-
новных характеристик геометрических размеров Fc= Fc /F^- 0,4;
^p=W=25Fc.
Тогда диаметр трубы в наиболее узком сечении
^тр
4F
тр _
л
' 4ГС
0,04л
= 5,64^.
Диаметр отверстия диафрагмы и трубки подвода дополнитель-
ного потока daon- da = 0,7rf . Длина трубы в зависимости от ре-
шаемых задач и технических условий выбирается L = 3^ или
L = 9drp. Щелевой зазор диффузора 5Д= 0,06^, радиус сопряже-
ния 1^= 0,3^ и длина ввода трубки подвода дополнительного
потока = 0,33^. Наружный диаметр диффузора составля-
ет (4—5)^. Т. е. все размеры, необходимые для конструкторской
прорисовки трубы, определены.
В случае, если необходимое значение безразмерного эффекта
охлаждения 0Х окажется меньше значения, достигаемого экспе-
риментально, необходимо использовать один из вариантов реге-
неративных схем. Расчет двухконтурного вихревого нагревателя
ведется по такой же методике с использованием эксперименталь-
ных данных по нагреву.
229
5.2. Вихревые охладители, кондиционеры и термостаты
В некоторых случаях несмотря на сравнительно низкую термо-
динамическую эффективность процесса энергоразделения в вих-
ревых трубах, целесообразность использования устройств на их
основе — вихревых аппаратов — не вызывает сомнения. Рассмо-
трим некоторые из причин, обусловливающих эту целесообраз-
ность.
1. Абсолютная простота конструкции, ее высокая надежность
и большой ресурс, доступность обслуживания без предъявления
каких-либо особых квалификационных требований к обслужива-
ющему персоналу.
2. Широкий комплекс тепло- и массообменных процессов,
происходящих одновременно в одном проточном объеме — ка-
мере энергоразделения — позволяет выполнять одновременно
несколько функций (охлаждение и нагревание; охлаждение,
осушка и нагревание; охлаждение и очистка, охлаждение и рек-
тификация, охлаждение и озонирование и др.), что может замет-
но упростить конструкцию установки, обеспечив при этом и эко-
номическое преимущество от использования.
3. Сравнительно малые габариты и вес.
4. Организация процессов охлаждения, термостатирования,
кондиционирования практически на любом экологически чис-
том рабочем газе (например, воздухе).
5. Возможность расположить устройство вблизи объекта, а в
некоторых случаях и возможность органически встроить охлаж-
дающее устройство в конструкцию охлаждаемого объекта, суще-
ственно сокращают потери на теплообмен при транспорте хлад-
агента.
6. Создание потока охлажденного или подогретого газа во
многих случаях исключает необходимость промежуточной пере-
дачи эксергии от одного теплоносителя к другому, обеспечивая
при этом заметное снижение потерь и сохранение исходной хо-
лоде- или теплопроизводительности.
Отмеченные преимущества в некоторых случаях обеспечивают
экономическую целесообразность применения вихревых уст-
ройств, реализующих эффект Ранка.
Одними из самых рациональных моментов использования ви-
хревых труб являются примеры, когда по условиям обеспечения
230
протекания технологического процесса необходимо существенно
снизить давление газового потока. В этом случае имеющуюся по-
тенциальную энергию перепада давлений целесообразно исполь-
зовать в вихревом энергоразделителе для охлаждения и подогре-
ва каких-либо объектов. Одним из наиболее ярких примеров яв-
ляется использование избыточного давления в транспортной вет-
ке, подводящей природный газ к газораспределительной станции
(ГРС) от магистрального газопровода. В настоящее время в не-
которых ветках магистрального газопровода, например «Ямбург-
Гамбург», используется давление 7,5 МПа, в то время как на ГРС
оно дросселируется до давления 0,003 < Р < 1,0 МПа.
Таким образом, имеется реальный перепад давления л = 7,5,
что вполне достаточно для организации эффективной работы ви-
хревого энергоразделителя [5, 39, 111, 212]. Использование опи-
санной «бросовой» энергии для создания холодильников, храни-
лищ овощей и фруктов в сельской местности на окраинах про-
мышленных поселков и городов, на компрессорных станциях по-
зволило бы сэкономить большое количество ценного ископаемо-
го органического топлива. Нетрудно прийти к выводу, что эта
проблема носит не частный характер той или иной фирмы, экс-
плуатирующей природные запасы страны, а имеет общегосудар-
ственное, если не общечеловеческое значение. В работе [39]
А.П. Меркуловым приведены статистические данные расхода га-
за по сельским газораспределительным пунктам (ГРП), составля-
ющим порядка 600 м3/ч (при н.у.), по промышленным и город-
ским — до нескольких десятков тысяч м3/ч (при н.у.). Экономия
энергии и экологическая чистота (исключается использование
экологически «грязного» фреона) позволяют надеяться, что эта
возможность в обозримом для нас будущем будет реализована.
Схемы реализации вихревых холодильников могут быть разли-
чными с использованием как обычной разделительной вихревой
трубы, так и вихревой трубы с дополнительным потоком. В
работах [84, 111] приведены схемы для охлаждения камеры холо-
да непосредственно газом (рис. 5.3,о), так и охлаждение с проме-
жуточным хладагентом (рис. 5.3,6).
Сжатый газ из магистрали поступает в сопло закручивающего
устройства вихревой трубы 1, где разделяется на два результиру-
ющих потока — охлажденный и подогретый. Охлажденный по-
ток через вентили 4 и 5 поступает в холодильные камеры 2 и 3.
231
Рис. 5.3. Вихревые холодильники на ГРС:
а — непосредственное охлаждение газом; б — охлаждение промежуточным хла-
доносителем
Режим работы холодильных камер регулируется командными
приборами 6 и 7 от терморегуляторов 8 и 9. При использовании
схемы охлаждения с промежуточным хладоносителем раствор со-
ли СаС12 подается центробежным насосом 10 в теплообменник
11, где охлаждается, а затем поступает в холодильные камеры. В
качестве примера приведена компрессорная станция КС-7 газо-
провода Бухара-Урал с расходом газа на привод турбоагрегатов
ГТ-700-5 около 100 тыс. мЗ/сут (при н.у.). При этом газ дроссе-
лируется с 4,0 до 1,0 МПа. При использовании перепада л = 4 с
приведенным расходом холодопроизводительности вихревой тру-
бы достаточно для постройки 12-тонного поселкового холодиль-
ника, разработанного в институте «Гипрохолод» при норматив-
ной емкости 30—40 кг на 1 чел. Получаемой холодопроизводи-
тельности достаточно для поселка в 300—400 чел. Вырабатывае-
мое при этом тепло может быть использовано для различных це-
лей: термостатирование фундамента ГРС или ГРП, подогрев
плунжеров в дросселях с целью исключения их примерзания в
зимнее время. На рис. 5.4 показана аналогичная схема с исполь-
зованием более современной, обладающей высокой эффективно-
стью вихревой трубы с дополнительным потоком, оснащенной
струйным эжектором для утилизации охлажденного газа, отрабо-
тавшего в холодильной камере.
232
Рис. 5.4. Схема холодильника ГРС с использованием вихревой трубы с дополни-
тельным потоком:
1 — вихревая труба с дополнительным потоком; 2, 3 — холодильники; 4, 5 —
вентили; 6, 7 — командные приборы; 8, 9 — терморегуляторы; 10 — струйный
эжектор
При создании достаточно сложных аппаратов: кондиционеров,
холодильно-нагревательных установок, термостатов и других, не-
обходимо помнить об основных достоинствах вихревых энерго-
разделителей — простоте и надежности. Поэтому, используемые
в схемах вспомогательные устройства и утилизационные узлы
должны быть также достаточно просты и обладать высокой наде-
жностью. Как правило, это струйные эжекторы и рекуператив-
ные теплообменные аппараты. Последние в силу специфики ра-
боты регенеративных схем обычно оказываются одними из наи-
более сложных устройств, от работы которых в достаточно боль-
шой степени зависит работа всего агрегата в целом. В этой свя-
зи к подбору типа, расчету и проектированию теплообменника
необходимо подходить с особой тщательностью. В работе [116]
изложены основные требования, предъявляемые к теплообмен-
никам.
1. Характер течения теплоносителей должен быть предельно
233
приближен к противоточному и обеспечивать максимально воз-
можную регенерацию в условиях, близких к адиабатным.
2. Теплообменник должен обеспечивать высокий коэффици-
ент теплоотдачи при минимально возможных гидравлических
потерях.
3. Теплообменник должен обеспечивать быстрый выход уста-
новки на заданный температурный режим работы вследствие ма-
лой тепловой инерции.
4. Поверхности теплообменных аппаратов должны не подвер-
гаться коррозии, быть нечувствительными к появлению конден-
сата на его поверхностях, к замерзанию влаги.
Для этих целей рекомендуется использовать спирально-труб-
чатый и спиральный теплообменные аппараты [111, 116]. Мож-
но использовать эффективные компактные теплообменники дру-
гих типов.
Наиболее полно принцип регенерации и утилизации энергии
холодного и горячего потоков был обоснован и разработан в ла-
боратории вихревых аппаратов Куйбышевского авиационного
института под руководством профессора А.П. Меркулова.
На рис. 5.5 показана конструкция вихревой холодильной каме-
ры [110, 116].
Сжатый воздух из магистрали через патрубок 1, силикагелевый
осушитель 2, теплообменник 3 подается на вход в сопловой ввод
закручивающего устройства вихревой трубы 4. Охлажденный в ви-
хревой трубе 4 поток через отверстие диафрагмы 5, щелевой диф-
фузор 6 поступает в камеру холода 7, где осуществляет необходи-
мый теплосъем от охлаждаемого объекта. Из камеры холода 7че-
рез кольцевую полость 8 и второй контур теплообменного аппара-
та отработавший охлажденный поток отсасывается эжектором 9 в
атмосферу. В качестве активного газа в эжекторе 9 используется
подогретый поток, истекающий из вихревой трубы. Режим рабо-
ты вихревой холодильной камеры ХК-3 регулируется изменением
относительной доли охлажденного потока с помощью регулирово-
чной иглы 10, управляемой сектором 11. Охлаждаемый вихревой
камерой объем тщательно изолируется крышкой 12, снабженной
резиновым уплотнением и зажимным винтом. Вакуум в холодиль-
ной камере, создаваемый эжектором, способствует повышению
поджатия крышки и надежности уплотнения. Наличие в замкну-
том объеме холодильной камеры под теплообменным аппаратом 3
234
Рис. 5.5. Вихревая холодильная камера ХК-3
235
силикагелевого осушителя обеспечивает стабильность работы ус-
тановки. Однако повышение эффекта охлаждения за счет исполь-
зования осушенного воздуха не наблюдается. Это связано с выде-
лением в процессе сушки тепла адсорбции, которое практически
равно теплу конденсации пара. Повышение температуры сжатого
воздуха на выходе из осушителя компенсируется повышением эф-
фектов охлаждения от применения более сухого воздуха. Очевид-
но осушитель целесообразно располагать вне установки с органи-
зацией последующего после сушки охлаждения сжатого газа. С по-
зиции наиболее полной утилизации энергии потоков, покидающих
вихревые трубы в установке со сравнительно глубоким захолажи-
ванием, целесообразно использовать схему из двух труб, одна из
которых обычная разделительная, а вторая — с дополнительным
потоком промежуточного давления.
Осуществляя газодинамическую связь между камерами разде-
ления двух отмеченных труб, один из потоков можно использо-
вать для формирования дополнительного потока промежуточно-
го давления второй трубы [145]. Регенеративный вихревой холо-
дильный аппарат, выполненный по такой схеме, показан на
рис. 5.6. Газодинамическая связь состоит в том, что горячий по-
ток разделительной вихревой трубы 1 используется в качестве до-
полнительного потока вихревой трубы 2, холодильный поток ко-
торой вместе с отработавшим в камере холода рабочим потоком
используется в регенеративном теплообменнике 2 для охлажде-
ния исходного сжатого газа, питающего низкотемпературную
разделительную вихревую трубу 1.
Для термодинамического расчета характеристик схем вихревых
холодильных, холодильно-нагревательных агрегатов, термостатов
используется система, включающая в себя уравнения процесса в
вихревых трубах, уравнения теплового баланса энергии отдельных
узлов схемы и всей схемы в целом. Тогда с учетом принятых обо-
значений расчетных сечений 3—11 (см. рис. 5.6) система уравне-
ний, описывающая работу исследуемой схемы, запишется в виде
Г5 = Т6 = вкТ2', Т3 = р Т5 + (1 + р) Т4;
^2- МГХ- ц'Т6 +Т9; 1\-Т3 - ц(Тп- 7]о) + (1 + ц)(7’11-7’6);
Gz 1 - Р - Р 1 - р + М
(5.19)
236
Рис. 5.6. Схема вихревого регенеративного холодильного агрегата
где ц = Gj/Gj — относительная массовая доля охлажденного по-
тока низкотемпературной вихревой трубы; ц'= GfjG3 — относи-
тельная доля охлажденных масс газа вихревой трубы с дополни-
тельным потоком; Gx — массовый расход сжатого газа, G£= Gt +
+ G2; Qk и Qx — безразмерные эффекты охлаждения соответству-
ющих вихревых труб.
Незначительная скорость течения в характерных сечениях по-
зволяет вести расчет по статическим температурам. Потерями на
неадиабатность в первом приближении можно пренебречь. Теп-
лоемкость газа принимается постоянной С = const. Вводя вели-
чину допустимого температурного напора на выходе охлажден-
ного потока из теплообменника &Tt = Тх — Ти и определяя ис-
пользуемую холодопроизводительность эффектом подогрева в
камере холода ДГК = Т10 - Т5, исходная система сводится к виду
Гз.о 1^)и'-т9 = 7](ц'е; -1);
Т3 (ц0х -1) - Г, + Д Тт = Г, (ц'0'х - 0'х -1); •
Та -1 ~ + Tt - ДГТ = 7] + м • Д Тк.
1-р + р' 1-р + р
(5.20)
237
Ранг основной матрицы ||Л|| системы (5.20)
м'(1~м0х) J
1-ц
А-ю
о-1"^
1-ц + ц'
и ранг расширенной матрицы
Р11 =
И'
р0х-1
0
-1 ш-0
0 7]0Х (м -1) - АТК
jhi; (1-и)т,+И'(и л7к+дт.)
равны числу столбцов основной матрицы АЦЛ || — /?||В|| = 2.
Следовательно, система совместна и имеет единственное ре-
шение
_ (1-рЖ +АТт + ц-АТк
5 (1/ех)-м
T3 = T5/^-T6 = Tfix- Т7 = 7];
(5.21)
агх=|^
мм'
1-М+ м'
•АТК;
7]o - Т5 + АТК; ^ii -
Термодинамическое совершенство процесса оценивается по
адиабатному (ср^) и эксергетическому (qex) КПД:
ф = ' А.Г< • п _ • Лек /5 22)
Фал ’ Пех
где Аек — изменение удельной эксергии охлаждаемого объекта;
238
GK — его масса; ^пр— эксергия привода компрессора. Безраз-
мерные эффекты охлаждения Qx= f(p, nJ); Qx= Дц', nJ)
определяются по соответствующим графикам, приведенным в
предшествующих главах, а также в работах [116, 147]. Результаты
расчета приведены на рис. 5.7—5.9.
Для заданной потребной холодопроизводительности и фикси-
рованного расхода воздуха существует предельный достижимый
эффект охлаждения. Для принятых в расчете условий схема мо-
жет обеспечить максимальный эффект охлаждения АГХ= 74 К
при режимах работы труб ц'= 0,6; ц = 0,4 и nJ = 6 (см. рис. 5.7).
Максимумы эффектов охлаждения в схеме по сравнению с хара-
ктеристикой разделительной трубы смещаются с ц = 0,3 до
0,5 < ц < 0,7, что объясняется дополнительным охлаждением сжа-
того газа в теплообменнике.
С ростом степени расширения воздуха в вихревых трубах эф-
фект охлаждения снижается, что снижает температурную эффек-
тивность процесса регенарации. Эксергетический КПД пех с ро-
стом степени регенерации неизменно падает (см. рис. 5.8). Это
связано с уменьшением части полезно используемого «холода». В
то же время адиабатный КПД ср^ растет (см. рис. 5.9). Такое про-
тиворечивое изменение величин, оценивающих термодинамиче-
ское совершенство схемы, несколько затрудняет возможность
обоснованного выбора, наиболее эффективного с энергетичес-
кой точки зрения режима работы. Для заданных значений Р* и
Тк выбор режима работы схемы следует осуществлять по макси-
мальному значению qex.
Свойство вихревых труб одновременно создавать из исходного
потока сжатого газа два результирующих, из которых один — по-
догретый, а второй — охлажденный, как нельзя более удачно
подходит для создания вихревых холодильно-нагревательных ус-
тановок и термостатов [15, 35, 111, 116, 117, 145, 154, 204]. В схе-
мах вихревых холодильно-нагревательных установок и термоста-
тов, как и в схемах холодильных агрегатов, необходимо осущест-
влять принцип максимально возможной утилизации всех энерго-
ресурсов. В работе [116] приведена схема конструкции бескрано-
вого вихревого термостата ВТ-4 (рис. 5.10). Сжатый воздух из ма-
гистрали поступает через патрубок 1 в полость спирального про-
тивоточного теплообменника 2, где охлаждается и подается на
вход в вихревую трубу 3. Охлажденный поток, вытекающий из
239
Рис. 5.7. Эффекты охлаждения воздуха в холодильном агрегате:
ДГ= &Т.= 5 К; ц'(для 4) = 0,6 (7), 0,8 (2), 1,0 (3); ц'(для xj = 6) = 0,6 (4), 0,8
(5), 1,0 (6)
Рис. 5.8. Зависимость эксергетического и адиабатного КПД от повышения тем-
пературы в камере холода А Т:
ц = 0,8; цт= 0,6
х?= 4: ДГ = 5 (7), 10 К (2); <= 6: ДГ = 5 (3), Ю К (4);
= 4: ДГТ= 5 (5), 10 К (6); nJ = 6: ДГТ= 5 (7), 10 К (S)
240
Рис. 5.9. Зависимость эксергетического и адиабатного КПД от суммарной отно-
сительной доли охлажденного потока:
&Т= 5 К; ATi= 5 К; ц'(для ’4 = 4)= 0,1 (7), 1,2 (2); ц'(для itj = 6) = 0,6 (7), 1,2
(4)
отверстия диафрагмы 4, по вихревой трубе 5 поступает в меж-
стенное пространство 6 термостатируемой камеры. После осуще-
ствления теплосъема отработавший охлажденный поток прохо-
дит по второму контуру теплообменника 2, охлаждая в нем сжа-
тый воздух и через полость 7 отсасывается эжектором 8, в кото-
ром в качестве эжектирующего используется горячий поток. Ка-
мера смешения эжектора 8 через глушитель 9 соединена с атмо-
сферой.
Смена режима работы с охлаждения на подогрев осуществля-
ется перемещением вихревых труб 3 и 5, имеющих общую диа-
фрагму, вниз. В результате чего к источнику сжатого воздуха
подключается сопловой ввод вихревой трубы 5, а выходящий из
ее «горячего» конца подогретый поток подается на подогрев ка-
меры термостатирования. Одна из возможных перспективных
схем вихревого термостата была использована при разработке
для ЦНИЛ (г. Липецк) установки, предназначенной для испыта-
ния стройматериалов по действующим стандартам на морозо-
стойкость и термоудар. Созданная конструкция позволяет прово-
дить испытания образцов, помещенных как в газообразную (воз-
дух), так и в жидкую (вода, растворы солей) среды. Техническая
характеристика термостата:
241
Рис.5.10. Бескрановый вихревой термостат ВТ-4
242
рабочий объем — 150 л;
минимальная температура, достигаемая в рабочем объеме при
70%-ном его заполнении — 218 К;
максимальная температура при 70%-ном заполнении — 378 К;
точность поддержания температуры — 3 К;
максимальная холодопроизводительность 30 900 кДж/ч;
минимальное время захолаживания с 298 до 218 К:
незагруженного термостата не более —1ч;
с полной загрузкой не более — 1 ч 30 мин;
время нагрева от 218 до 378 К — не более 1 ч;
габариты: высота — 1,8 м; длина — 2,0 м; ширина — 0,9 м.
Питание предусмотрено от сети сжатого воздуха с параметра-
ми: давление — 0,6±0,05 МПа; температура — 298 К; расход —
2000 м3/ч.
В рассматриваемой схеме (рис. 5.11) неиспользованные в ра-
бочей камере хладо- или теплоресурсы утилизируются в теплооб-
меннике, охлаждая или подогревая в зависимости от режима
сжатый газ, поступающий на вход в противоточную разделитель-
ную вихревую трубу. Вихревой холодильно-нагревательный агре-
гат (ВХНА) состоит из термокамеры 1, противоточной раздели-
тельной вихревой трубы 2, двухконтурной вихревой трубы 3,
эжектора-глушителя 4, теплообменника 5, нагревателя 6, воз-
душных электроклапанов 7—10.
На «холодном» режиме работы установки сжатый воздух из ма-
гистрали разделяется на две части по числу вихревых труб. Один
из потоков сжатого воздуха, минуя регенератор, подается к со-
пловому устройству двухконтурной вихревой трубы 3, проходя
через которую нагревается и поступает к соплу эжектора-глуши-
теля 4 в качестве эжектируюшего газа. Второй поток сжатого воз-
духа охлаждается в теплообменнике 5 и подается ко входному ус-
тройству противоточной разделительной вихревой трубы 2, где
осуществляется процесс перераспределения энергии и разделе-
ния исходного потока на два — охлажденный и подогретый. По-
догретый поток противоточной разделительной вихревой трубы
используется в качестве дополнительного потока двухконтурной
вихревой трубы. Пройдя через нее, он охлаждается и подводится
к теплообменнику для охлаждения исходного сжатого воздуха.
Охлажденный поток трубы 2 поступает в термокамеру 1, охлаж-
дает ее и далее подводится к теплообменному аппарату 5 для сра-
243
V
Рис. 5.11. Принципиальная и расчетная схемы вихревого
холодильно-нагревательного агрегата:
--------поток сжатого воздуха;-------поток «холодного» воздуха;
--------свободная магистраль;--------поток «горячего» воздуха;
1 — термокамера; 2 — теплообменник; 3 — низкотемпературная вихревая труба;
4 — вихревая труба с дополнительным потоком; 5 — эжектор; 6, 7, 8, 9 — вен-
тили
244
батывания неиспользованной в камере холодопроизводительно-
сти на охлаждение в процессе регенерации исходного сжатого
воздуха. Отработавшие в регенераторе холодные потоки из каме-
ры и вихревой трубы отсасываются эжектором 4.
Как показала практика, при работе вихревых термостатов на
неосушенном промышленном воздухе в теплообменном аппара-
те на стенках каналов, по которым протекает сжатый воздух, вы-
падает конденсат. Это может привести к его замерзанию и
уменьшению проходного сечения, что вызывает рост гидравличе-
ского сопротивления и неустойчивый режим работы схемы. Для
ликвидации последствий промораживания предусмотрен режим
продувки. При этом сжатый газ, протекая по теплообменнику 5
и вихревой трубе 3, размораживает влагу и уносит ее через глу-
шитель в атмосферу.
Исходными данными для расчета вихревых холодильно-нагре-
вательных устройств такой схемы являются: давление сжатого
воздуха на входе — Р*о и его температура — температура за-
холаживания — Т’; потребная холодопроизводительность Qx;
объем термокамеры QK, площадь ее поверхности, 5к; теплофизи-
ческие свойства рабочего тела.
Обычно при расчете принимаются допущения:
гидравлические сопротивления в тракте несущественны;
теплоемкость газа в рабочем интервале температуры принима-
ется постоянной;
малая величина скорости течения газа по тракту позволяет
проводить расчет в характерных сечениях по параметрам тормо-
жения.
Основным критерием выбора режимов работы отдельных агре-
гатов схемы при их совместной работе является потребная тем-
пература воздуха, поступающего в термокамеру при максималь-
но возможной энергетической эффективности работы схемы.
Математическая модель, описывающая термодинамику ее рабо-
ты, представляет собой систему уравнений:
вихревых труб
K = Qj;,
т; = q; т;-, (5.23)
сохранения массы
245
Gr/Gx = 1 - p;
сохранения энергии
z7 = Р'х + О “ Р)'г ’
'Г - P'z'r - р'С + zr-
Уравнения теплового баланса схемы
подогрев холодного воздуха в термокамере
АГ = Т* - Т\
К К X ’
недорегенерапия в теплообменном аппарате
А 71=
уравнение связи вихревых труб
ц-ц
Pz =ч—;
i + p -р
(5.24)
(5.25)
(5.26)
адиабатный КПД
Ф=Ц^.
&TS
где
К-Г
агх = г;
1-рр
(я;
Л| =
Система записанных уравнений позволяет найти температуру
в интересующих сечениях, глубину захолаживания, долю холод-
ного потока, термодинамическую эффективность процесса. Рас-
четы режимов работы ВХА для входной температуры Г,’ = 298 К,
и при повышении температуры воздуха, затрачиваемого на обес-
печение необходимого теплосъема А Гк= 4 К, недорегенерации
АГТ= 10 К, показаны в виде наиболее характерных графических
зависимостей для одного из давлений на входе (рис. 5.12, 5.13).
246
Рис. 5.12.-Характеристики ренегерирующей схемы термостата:
я*= 4,0; 1 - 1 = 3,0, ц'= 1,2; 2-1= 9,0, ц'= 0,8; 3 - /= 9,0, ц'= 0,6
Предложенная схема позволяет получить достаточно глубокое
охлаждение в термостатируемом объеме. Так, максимальное сни-
жение температуры объекта при срабатываемом перепаде давле-
ния Я]= 4 составляет А Тх= 63 К. При этом суммарная относи-
тельная доля охлажденного потока изменяется в пределах
0,5 < ц < 0,8, что позволяет поддерживать достаточно высокий
адиабатный КПД схемы: 0,27 <9^ < 0,655. Изменение относи-
тельной доли охлажденного потока двухконтурной вихревой тру-
бы практически не влияет на расход воздуха, поступающего на
охлаждение в термокамеру (рис. 5.14). Изменение ц' в диапазоне
0,6 <р'^ 1,2 практически в два раза приводит лишь к незначи-
тельному изменению суммарной доли охлажденного потока
(0,35 < pz< 0,45) в области наибольшего расхождения ц = 0,6. Т.е.
режим работы схемы на охлаждение необходимо выбирать из ус-
ловия обеспечения заданной температуры захолаживания и дос-
тижения при этом максимума адиабатного КПД. Результаты рас-
чета схемы на «горячем» режиме работы показаны в виде темпе-
ратурной зависимости Т*= /(ц£) на рис. 5.10. При работе на ре-
жиме нагрева необходимо стремиться к большим значениям рас-
хода дополнительного потока (р'= 1,2). При этом минимум тем-
пературы достигается при относительной суммарной доли охла-
жденного потока (ц£= 0,5). Наибольшие значения эффекта
247
Е
Рис. 5.13. Адиабатный КПД схемы
(тг = 4):
/-/=3;ц'=1,2; <р = 0,59; 2-7 = 9;
ц'=0,8; <р = 0,65; 3 — 1=9; ц =0,6;
<₽п»х=0,62?
Рис. 5.14. Зависимость доли охлаж-
денного потока схемы от распреде-
ления исходной массы сжатого газа
на составляющие потоки в вихревых
трубах:
ц'=0,6 (7); 0,8 (2); 1,2 (3)
подогрева схема имеет при малых 0,2 и больших = 0,9 сум-
марных долях холодного потока.
Это говорит о том, что основное увеличение температуры за-
висит не только от регенерации, а и от характерных особенно-
стей работы двухконтурной вихревой трубы [95]. Левый макси-
мум Т* обеспечивается особенностями регенерации, а правый —
условиями теплосъема внутри вихревых труб. Правый максимум
совпадает с режимом работы противоточной вихревой трубы при
больших ц » 0,8. Этим режимам соответствуют большие значения
эффектов подогрева, которые затем в двухконтурной вихревой
трубе снимаются и, накладываясь на ее собственные возможно-
сти по подогреву, приводят к появлению максимума в области
больших значений цг
Конструкция вихревого термостата (рис. 5.15) позволяет ре-
шить все требования технического задания. Он состоит из кор-
пуса 1 со съемной задней стенкой. На съемном дне корпуса раз-
мешен ВХНА. К корпусу крепится съемный пульт управления 2,
в котором смонтирована система управления и автоматического
регулирования работой термостата. На передней панели пульта
управления расположены переключатели коммутирующего уст-
248
Рис. 5.15. Конструктивная схема термостата
ройства, регистрирующие приборы и сигнальная арматура. Дос-
туп ко внутреннему монтажу пульта управления осуществляется
с помощью верхней съемной крышки.
В верхней части корпуса размешена термокамера 3, изготов-
ленная из нержавеющей стали. Ее конструкция позволяет прово-
дить испытания как в газообразных, так и в жидких средах. Для
подключения датчиков и аппаратуры предусмотрены разъемы.
Крышка 4 с помощью уплотнений 5 и замков 8 обеспечивает гер-
метизацию термокамеры. Ручки 6 и упоры 7 позволяют откры-
вать крышку и фиксировать ее. Для перемещения термостата в
горизонтальной плоскости предусмотрены ручки 9 и колеса 12.
Глушитель 10 размещен в нижней части корпуса и обеспечивает
снижение шума до санитарных норм. Ко дну корпуса крепится
спирально-трубчатый или компактный теплообменный аппарат
249
13, на котором смонтирован эжектор 11, нагреватель воздуха 14,
подводящая арматура 15 и двухконтурная вихревая труба 16.
Противоточная вихревая труба 17 закреплена на внутренней по-
верхности корпуса. Изоляцией термокамеры служит пенопласт.
Вихревые трубы, нагреватель воздуха, эжектор и внутренняя по-
верхность глушителя изолированы асбестовой тканью и пороло-
ном.
Функциональная схема управления и автоматического регули-
рования включает в себя два регулятора температуры, позволяю-
щих поддерживать температуру в камере в заданном диапазоне.
Роль регуляторов выполняют электронные потенциометры
ЭПВ2. Управление и согласование отдельных блоков системы
осуществляется коммутирующим устройством, представляющим
собой систему контакторов и переключателей, энергия к кото-
рым подводится от блока питания. Датчиками температуры 5, 6
и 7 являются хромель-копелевые термопары. Исполнительными
механизмами служат электроклапаны и электромотор, соединен-
ный с дросселем на горячем конце низкотемпературной вихре-
вой трубы.
После выхода на режим регулятор температуры с датчиком
следят за соответствием температуры заданной. Если температу-
ра в камере достигла нижнего предела поля допуска, регулятор с
помощью коммутирующего устройства и электроклапанов от-
ключает термостат от сети, питающей сжатым воздухом. При до-
стижении верхнего предела регулятор подает сигнал на включе-
ние термостата.
Продувка теплообменного аппарата включается при достиже-
нии в тракте сжатого воздуха заданного значения гидравличес-
кого сопротивления. Перепад измеряется автоматом продувки,
который при достижении заданного уровня переключает элект-
роклапаны так, чтобы поступающий сжатый воздух комнатной
температуры растапливал намерзший на стенках теплообменной
поверхности лед и уносил влагу через глушитель из термостата.
При этом доступ сжатого воздуха в низкотемпературную вихре-
вую трубу и термокамеру закрыт.
Для возможности углубленного анализа термодинамики рас-
смотренной схемы и выбора пути ее совершенствования был
проведен расчет в характерных сечениях, позволивший опреде-
250
Рис. 5.16. Эксергетическая диаграмма вихревого термостата
лить его потери в основных узлах схемы, построить эксергетиче-
скую диаграмму (рис. 5.16) и провести ее анализ.
Как видно, основные потери приходятся на компрессор с теп-
лообменным аппаратом и низкотемпературную противоточную
вихревую трубу. Если потери в вихревой трубе трудноустранимы
и связаны с ее необратимостью, а их уменьшение может быть до-
стигнуто лишь в результате совершенствования процесса энерго-
разделения, то суммарные потери могут быть снижены использо-
ванием эксергии тепла. При этом отбираемое в теплообменнике
тепло может использоваться на нагрев сжатого воздуха, поступа-
ющего в вихревую трубу, работающую на генерацию нагретого
потока в случае использования двухкамерного термостата. Вари-
ант схемы двухкамерного термостата без утилизации тепла сжа-
того воздуха на входе из компрессора (рис. 5.17) позволяет полу-
251
Рис. 5.17. Схема ВХНА с двухконтурной вихревой трубой, соединенной газоди-
намической связью с противоточной
Рис. 5.18. Эффекты энергоразделения схемы в зависимости от относительной до-
ли охлажденного потока низкотемпературной трубы:
я = 4; ЛГТ= 5 К; ц'= 0,8; ЛГК= 25 (/), 15 (2), 5 К (5)
252
Рис. 5.19. Эксергетический КПД схемы:
ц'= 0,8; ЛТК= Л; jtJ= 4 (о); 5 (Л); 6 (х)
чить достаточно большие значения эффектов подогрева
(рис. 5.18). Но эксергетический КПД по нагреву составляет
всего 2—3,5% (рис. 5.19). Организация регенерации позволила бы
повысить долю приводной эксергии И', используемой полезно,
что повысило бы эксергетический КПД по нагреву и КПД схе-
мы в целом.
5.3. Вихревые холодильно-нагревательные аппараты в системах
осушки сжатого воздуха и газов
Одним из радикальных направлений повышения надежности и
экономической эффективности технологического оборудования
является высокоэффективная осушка и очистка сжатого воздуха.
Влага в рабочем воздухе, как правило, содержится в двух агрегат-
ных состояниях: паровой и жидкой фазах. Наиболее опасна —
жидкая фаза, наличие которой приводит к коррозии металличе-
ских частей трубопроводов и агрегатов, ускоряет износ техноло-
гического оборудования, затрудняет транспортирование сжатого
воздуха. Необходимо учитывать, что вдоль магистрали сети снаб-
жения предприятия сжатым воздухом всегда имеется определен-
ный перепад температуры, поэтому могут возникнуть термодина-
253
мические условия, благоприятные для конденсации паровой
фазы.
Для того, чтобы избежать негативного влияния влаги на тран-
спортирование сжатого воздуха и различные технологические
процессы, необходимо исключить возможность появления жид-
кой фазы воды. Это достигается различными способами. При
выборе тех или иных устройств осушки и очистки сжатого воз-
духа необходимо учитывать следующие факторы: параметры сжа-
того воздуха (давление, температура, относительная или абсо-
лютная влажность, степень загрязненности и др.); расход сжато-
го воздуха, допустимые потери давления сжатого воздуха при
прохождении его через установку осушки и очистки; энергоза-
траты для обеспечения работы установки; экономические пока-
затели. Анализ и учет этих факторов дает возможность осущест-
вить выбор оптимальной конструкции установки осушки и очи-
стки сжатого воздуха и схем ее включения в систему воздухо-
снабжения конкретного производства.
Влага, находящаяся в сжатом воздухе, может иметь различную
дисперсность. Капли и пленка воды и масла могут присутство-
вать самостоятельно или в виде водомасляных эмульсий. В зави-
симости от дисперсности влаги и степени загрязненности приме-
няются различные способы осушки и очистки.
Для более полного отделения влаги от сжатого воздуха исполь-
зуется адсорбционный метод, основанный на свойстве природ-
ных или искусственных пористых материалов избирательно кон-
денсировать на своей развитой поверхности водяной пар.
Основная часть влаги, находящаяся в сжатом воздухе, удержи-
вается адсорбентом, конденсируясь на его поверхности, что зна-
чительно снижает точку росы. Осушенный воздух подается по-
требителю. Существует большое множество различных устройств
для осушки сжатого воздуха на основе метода адсорбции. Недо-
статок таких устройств состоит в том, что адсорбент по мере на-
сыщения теряет способность поглощать влагу и его необходимо
периодически заменять или подвергать регенерации, что затруд-
няет их эксплуатацию и делает выгодным применение только в
тех случаях, когда необходимо осушить воздух до точки росы
-20-5-—60 °C и ниже.
Второй, наиболее распространенный, способ осушки основан
на отделении жидких частиц под действием силы тяжести, цент-
254
робежных и инерционных сил, коалесценции (слияния частиц) и
способности воды и масла образовывать пленки на контактиру-
ющих с ними поверхностях.
Наиболее простым способом удаления влаги в жидкой фазе
является применение сепарационных устройств — влагоотдели-
телей. При всех способах сепарации эффективность влагоулавли-
вания зависит от приложенных к частицам сил, длины пути пе-
ремещения их до поверхности осаждения, от сопротивления, ко-
торое частицы встречают при перемещении. Указанные величи-
ны, характеризующие процесс сепарации, зависят от ряда факто-
ров, их учет является довольно сложной задачей, которая до на-
стоящего времени полностью еще не решена. Чаще всего эффе-
ктивность влагоотделения определяется опытным путем.
Главной цели — удалению из потока влажного воздуха капель
жидкости — подчинены все конструкции сепарационных уст-
ройств. Функциональные качества влагоотделителей характери-
зуются двумя основными техническими характеристиками: мас-
совыми долями влаги в жидкой фазе в воздухе на выходе из вла-
гоотделителя и гидравлическим сопротивлением, определяющим
затраты энергии, расходуемой на отделение воды.
Поскольку инерционные влагоотделители основаны на отделе-
нии жидких, а значит наиболее тяжелых частиц воды, следова-
тельно, в них будет происходить также отделение масел в жид-
ком состоянии и твердых включений (пыли). Это позволяет не
вводить в схему специальных устройств, задерживающих пыль и
капли масла, а значит, существенно упрощает ее.
Существует ряд конструктивных схем влагоотделителей с раз-
личными значениями основных характеристик. Анализ показы-
вает, что уменьшение массовой доли влаги в жидкой фазе в воз-
духе на выходе из влагоотделителя связано с одновременным
увеличением гидравлического сопротивления, т. е. энергетичес-
кие затраты на процесс отделения влаги возрастают. Поэтому не-
обходимо определение границ экономической целесообразности
уменьшения массовой доли влаги в жидкой фазе в сжатом возду-
хе на выходе из влагоотделителя.
Основными требованиями, предъявляемыми к влагоотделите-
лям, являются:
достаточная эффективность влагоотделения;
минимальное гидравлическое сопротивление;
255
технологичность конструкции;
надежность в эксплуатации.
Одним из самых распространенных устройств для отделения
капельной влаги является фильтр-влагоотделитель центробежно-
го действия по ГОСТ 17437-72.
Центробежные влагоотделители бывают нескольких видов: ци-
клоны, влагоотделители с вращающимся ротором и влагоотде-
лители с неподвижным завихрителем. Установка последователь-
но дополнительных подкручивателей с уменьшающимся по ходу
воздушного потока диаметром обечаек [4] приводит к повыше-
нию эффективности сепарации [15, 40, 112, 116, 196].
Центральная часть закрученного потока газа вращается по за-
кону твердого тела и вследствие малых окружных скоростей из-
влечение частиц влаги из нее затруднено. Установленные допол-
нительные закручиватели с уменьшающимися диаметрами созда-
ют дополнительную закрутку центральной части потока, умень-
шая тем самым диаметр зоны квазитвердого вращения, а части-
цы, находящиеся в этой зоне, вследствие увеличения окружных
скоростей отбрасываются к внутренней поверхности цилиндри-
ческой обечайки, что в конечном итоге повышает сепарацион-
ную эффективность устройства.
Влагоотделители с неподвижным завихрителем отличаются
многообразием конструктивных решений, которое объясняется
компановкой аппаратов из функциональных блоков различных
типов.
Конструкция входного патрубка различна для аксиального и
тангенциального входов потока; завихрители связаны конструк-
тивно с типом сепарационных каналов, причем те и другие име-
ют множество разновидностей.
Влагоотделитель содержит последовательно установленные с
зазором по ходу влажного воздуха патрубки 1 и 2 (рис. 5.20), за-
крепленные в зоне зазора в цилиндрическую влагосборную каме-
ру 3 с дренажным отверстием 4. Интенсификация отбора влаги
происходит путем установки внутри первого по ходу воздуха па-
трубка лопаточного завихрителя 5, а внутри второго — трубки 6,
расположенной перпендикулярно к направлению потока и со-
единяющей полость второго патрубка с влагосборной камерой.
Во влагоотделителе, защищенном А.с. СССР [4], содержатся
прямоточный завихритель и центральный отбойник, установлен-
256
3
Рис. 5.20. Влагоотделитель с неподвижным закручивающим устройством
Рис. 5.21. Влагоотделитель с прямоточным закручивающим устройством и цент-
ральным отбойником
ный между соосными входным и выходным патрубками в газо-
вом тракте, соединенном с камерой влагосборника кольцевым
сливным каналом, который образован двумя коническими по-
верхностями и возвратной трубкой. Эффективность осушки газа
повышается за счет того, что стенка камеры влагосборника плав-
но сопряжена с передней конической поверхностью сливного ка-
нала (рис. 5.21).
Во влагоотделителе, содержащем винтовой завихритель 1
(рис. 5.22) и кольцевой влагосборник 2, предотвращение уноса
влаги по поверхности завихрителя достигается применением тур-
булизаторов 3, установленных вдоль продольной оси воздухово-
257
Рис. 5.22. Схема влагоотделителя с винтовым завихрителем 1, кольцевым вла-
госборником 2 и турбулизаторами 3
Рис. 5.23. Центробежный возду-
хомаслоотделитель механическо-
го действия
да 4 и выполненных в виде высту-
пов на поверхности завихрителя.
Водо-воздушный поток, движущий-
ся вдоль оси воздуховода, при взаи-
модействии с турбулизаторами из-
меняет направление движения и
приобретает радиальную составляю-
щую. Отсепарированная жидкость 5
с примесью пыли и масла удаляется
из сепаратора через патрубок 6.
Кроме рассмотренных выше спо-
собов осушки сжатого газа за счет
механического отделения влаги су-
ществуют другие, один из которых
основан на охлаждении воздуха с
последующим удалением образовав-
шегося конденсата в водомаслоот-
делителях (рис. 5.23).
В более сложных системах преду-
сматривают вымораживание влаги
из воздуха в периодически переклю-
чающихся теплообменниках-вымо-
раживателях. В последнем случае
удается приблизить точку росы к
258
температуре, достигнутой в
системах с адсорберами.
Известны комбинирован-
ные системы, в которых
удается реализовать преиму-
щества нескольких спосо-
бов осушки.
В качестве источника хо-
лода в системах осушки
сжатого воздуха достаточно
эффективно могут приме-
няться вихревые трубы. Ис-
пользование их может быть
продиктовано следующими
соображениями: простотой
эксплуатации и малой стои-
мостью изготовления систе-
мы; использованием не
только холодного потока
для охлаждения сжатого
воздуха перед влагоотдели-
телем, но и горячего потока
Рис. 5.24. Осушитель с вихревой трубой и
теплообменником
для подогрева сжатого воз-
духа после влагоотделителя, что также снижает относительную
влажность. Как пример, можно рассмотреть осушитель, включа-
ющий вихревую трубу (ВТ) 1 и теплообменник 2 (рис. 5.24), Хо-
лодный воздух из ВТ поступает в межтрубный канал 5 для охла-
ждения протекающего по змеевиковой трубе 4 влажного сжатого
воздуха, поступающего в нее через патрубок 3. Охлажденный по-
ток через патрубок 6 выходит во внутреннюю полость цилиндри-
ческого корпуса 7 и в нижнюю камеру теплообменника 8. Здесь
под действием центробежной силы происходит сепарация кон-
денсата, который стекает в нижнюю часть камеры, откуда удаля-
ется через сливной кран 9. Осушенный таким образом воздух по-
ступает в сопловой ввод 10 ВТ. Холодный поток, перемещаясь по
патрубку И, попадает в канал 5. Нагретый поток выходит из осу-
шителя через дроссельный вентиль 12 и патрубок 13. Холодный
поток, подогретый в теплообменнике теплом охлаждаемого сжа-
того воздуха, по патрубку 14 поступает в трубопровод 75, где сме-
259
шивается с нагретым потоком и направляется затем для дальней-
шей обработки. ВТ имеет рубашку охлаждения 16, в которую че-
рез патрубок 17 подают, а через патрубок 18 удаляют охлаждаю-
щую воду.
Оригинальная схема конденсационной системы подготовки
сжатого воздуха промышленных пневмосистем производительно-
стью 1 — 10 кг/с и более предложена в МГТУ им. Н.Э. Баумана
(рис. 5.25). Сжатый воздух поступает во входной коллектор трех-
поточного теплообменного аппарата и, проходя по кольцевым
пространствам, образованным наружным и внутренними труба-
ми, поступает в дополнительный коллектор. При этом он охлаж-
дается атмосферным воздухом, обдувающим наружные трубы и
осушенным сжатым воздухом, который обратным потоком течет
по внутренним трубам. Понижение температуры сжатого воздуха
приводит к конденсации влаги, которая сепарируется во влагоот-
делителе. Подогрев осушенного обратного потока снижает его
относительную влажность и тем самым повышается эксплуата-
ционная надежность системы за счет снижения опасности выпа-
дения влаги.
На рис. 5.26 показана одна из возможных схем осушки с очи-
сткой, позволяющая удовлетворить требованиям 12 класса за-
грязненности по ГОСТ 17433-80. С учетом высоких требований
в схему последовательно включены два влагомаслоотделителя
предварительной и окончательной осушки. Теплообменник, сни-
жающий температуру основного потока, располагается перед
вторым влагоотделителем, после отбора части сжатого воздуха на
запитку вихревой трубы. За вторым влагоотделителем установлен
водовоздушный теплообменник-подогреватель, позволяющий
понизить относительную влажность осушенного воздуха. Влаго-
отделители снабжены специальными конденсатоотводчиками.
Чтобы снизить температуру осушаемого воздуха и увеличить
выпадение конденсата с последующим его удалением, в схеме в
качестве источника холода используют вихревую трубу. Способы
ее включения в схему многовариантны, о чем можно судить по
опубликованным работам. Основным требованием к режиму ра-
боты трубы следует считать обеспечение максимально возмож-
ной холодопроизводительности. Очевидно, что в этом случае це-
лесообразно рассмотреть схему осушки, включающую в себя ви-
хревую трубу с дополнительным потоком, которая обеспечит
260
Рис. 5.25. Осушитель МГТУ [40]
Рис. 5.26. Схема осушки воздуха с использованием в контуре охлаждения
вихревой трубы с дополнительным потоком
261
Рис. 5.27. Установка по осушке сжатого воздуха с вихревой трубой
наиболее полную регенерацию энергии результирующих по-
токов.
Принципиальная схема установки (см. рис. 5.26) позволяет осу-
ществить осушку воздуха при минимально возможных затратах по
энергии в том случае, когда охлаждение осуществляется вихревы-
ми трубами. Сжатый воздух от компрессора поступает на вход во
влагоотделитель 1, где происходит предварительная его осушка.
Предварительно осушенный воздух, проходя через теплообменный
аппарат 2, охлаждается охлажденным потоком вихревой трубы 3 и
подается во вторую ступень осушки во влагоотделитель 4, где осу-
ществляется его окончательная осушка, после которой сжатый
воздух, проходя через теплообменник 5, нагревается, и его отно-
сительная влажность снижается. Вихревая труба запитывается сжа-
тым воздухом из общей магистрали через эжектор 6, в котором в
качестве активного используется сжатый воздух из магистрали,
осушенный во влагоотделителе 1, а пассивного — охлажденный по-
ток, отработавший в теплообменнике 2.
Дополнительный поток формируется сжатым воздухом из ма-
гистрали, поступающим через вентиль 7 в активное сопло эжек-
тора 8.
262
Установка на рис. 5.27 отличается лишь схемой сочленения
некоторых элементов и установкой добавочных регулировочных
вентилей 9 и 10.
Более подробно схемы осушителей сжатого воздуха и элемен-
ты их расчета изложены в работах [34, 112, 116].
5.4. Вихревые трубы в системах кондиционирования
и термостатирования
Энергозатраты на сжатие газа для производства единицы «хо-
лода» примерно в 8—10 раз больше энергозатрат на ее производ-
ство в холодильных машинах парокомпрессионного цикла, при-
мерно в 3—4 раза ее производства в разомкнутых газовых циклах
и в 2 раза — в замкнутых газовых циклах. Это требует особой
тщательности в обосновании экономической целесообразности
применения в схемах охлаждения, кондиционирования и термо-
статирования вихревых труб. В некоторых случаях технико-эко-
номическое обоснование позволяет отдать предпочтение схемам
с вихревыми энергоразделителями.
Примером может служить применение вихревых труб для про-
дувки с целью охлаждения шкафов управления станков с ЧПУ.
Отечественные стойки и шкафы обычно оснащены вентилятора-
ми, которые в летнее время и при длительной работе не в состо-
янии обеспечить необходимый температурный режим работы, в
результате происходят тепловые отказы радиоэлектронной аппа-
ратуры (РЭА), потери от которых в масштабе страны весьма ощу-
тимы. Одним из наиболее надежных и наименее капиталоемких
способов обеспечения нормального режима работы является
продувка шкафов и стоек управления воздухом, охлажденным в
вихревой трубе. Опыт применения показывает, что затраты на
выработку электроэнергии для сжатия воздуха на одну стойку со-
временных ЧПУ намного меньше, чем экономический ущерб от
отказов с последующим браком детали по технологическим при-
чинам.
Другим примером удачного использования вихревых труб мо-
жет служить создание однотипных систем кондиционирования
воздуха на приборостроительных и авиационных заводах в про-
цессе создания авиационных, навигационных и других приборов
с целью ликвидации отказов на более поздних стадиях отработ-
263
ки. Разработаны и внедрены три типа модульных вихревых охла-
дителей.
Технические характеристики одного из модулей:
Расход охлажденного воздуха, кг/ч ............................400
Давление сжатого воздуха, МПа ................................0,6
Гидравлическое сопротивление тракта охлажденного воздуха, кПа . .<10
Температура охлажденного воздуха, К......................... 268—278
Температура сжатого газа, К...................................<313
Повышение температуры в тракте охлажденного воздуха, К........<5
Уровень звукового давления, дБ................................<60
Масса, кг ....................................................<9
Расход сжатого воздуха, кг/ч..................................<670
Для этих целей было создано изделие на базе вихревой трубы
под заводским индексом 5421 А с воздушным эжекторным охла-
ждением камеры энергоразделения (рис. 5.28). Обечайка эжекто-
ра и корпус глушителя, размешенного на патрубке отвода охла-
жденного потока, на внутренних поверхностях были покрыты
шумопоглашающим материалом. Активное сопло эжектора рабо-
тало на подогретом потоке вихревой трубы. Установка эжектора
в зависимости от режима работы трубы позволяла повышать эф-
3
Рис. 5.28. Вихревая труба с воздушным охлаждением (конструктивная схема) [240]:
1 — камера энергетического разделения; 2 — сопловой ввод; 3 — диафрагма; 4 —
обечайка; 5 — дроссельный вентиль; 6 — закручивающие лопатки; 7 — корпус
глушителя; 8 — шумоглушашее покрытие; 9 — вставка; 10 — канал выпуска ох-
лажденного потока
264
Рис. 5.29. Конструктивная схема кондиционера защитного снаряжения [204]:
1 — баллон; 2 — трубопровод; 3 — редуктор; 4 — вихревая труба; 5 — линия
охлажденного потока; 6 — эжектор; 7 — всасывающая линия; 8 — радиатор; 9 —
водосборник; 10 — линия отвода конденсата; 11 — вентиль; 12 — фильтр
фекты охлаждения на 2—6 К с одновременным снижением уров-
ня шума на 30 дБ при несущественном усложнении конструкции
[204].
В последние годы появилось достаточно большое число работ,
посвященных созданию аппаратов индивидуального кондицио-
нирования операторов, работающих в неблагоприятных клима-
тических условиях. В [204] описан комплекс средств кондицио-
нирования летчиков в защитном снаряжении, включающий в се-
бя пневматический кондиционер на базе вихревой трубы и блок
подготовки сжатого воздуха, состоящий из баллонов, редукторов
и средств их транспортировки (рис. 5.29).
Вихревая труба в индивидуальных кондиционерах работает в
несколько специфических условиях:
температура сжатого воздуха на входе в трубу несколько ниже
температуры окружающей среды;
давление охлажденного потока заметно выше атмосферного;
265
максимально снижены габариты и диаметр камеры энергораз-
деления.
Применение радиатора в схеме установки индивидуального
кондиционирования приводит к заметному росту массы и требу-
ет тщательного обоснования [186, 204].
Целесообразность включения радиатора в схему может быть
оценена по критерию относительного времени продолжительно-
сти работы кондиционера от одной заправки баллонов системы
и критерию относительной массы ni
рх
(Р8-^рР1р)(Цр + 1)цр
рх' (^-МГЛх)(</ + 1)м ’ ( }
— _ ^кр _ ^кх + -^р
рх " ~
(5.28)
^кх.
где М, Мкр, — массы радиатора, кондиционера с радиатором
и кондиционера без радиатора соответственно; тр, ткр, Ркр, Р1х,
Up, U — время работы, давление и коэффициенты инжекции в
кондиционере с радиатором и без него.
Сравнительный анализ различных схем кондиционера пока-
зал, что установка радиатора возможна, если их относительное
гидравлическое сопротивление не более 0,1, а коэффициент эф-
фективности более 0,5, что вполне достижимо. При этом время
работы кондиционера возрастает на 18—22% или снижается об-
щая масса установки на 10—12% [186, 204].
Относительные характеристики кондиционера и результаты
его физиологогигиенических испытаний показаны на рис. 5.30
при его работе от баллона емкостью 40 л и исходном давлении
15 МПа. Пунктирными линиями показаны расчетные данные
для АГх= 14—16 К и степени расширения 0,4-0,78.
Физиологогигиеническую оценку работы кондиционера осу-
ществляют с помощью автономного и шлангового кондиционе-
ров, вентилирующих защитные костюмы ВМСК2М, МСК.З,
К.К.05 как в условиях термокамеры, так и в естественных летних
условиях при 298—328 К.
266
Рис. 5.28. Относительные характеристики кондиционера и результаты физиоло-
гогигиенических испытаний (две серии):
а — пульс; б — температура под языком; в — температура кожи; г — избыточное
давление; д — расход воздуха; е ~ давление в баллонах
Основные технические данные кондиционера:
Расход воздуха:
на режиме вентиляции, л/мин .................................<250
на режиме охлаждения, л/мин .................................<200
напор подаваемого воздуха, кПа...............................0,7
Снижение температуры:
на режиме вентиляции, К......................................5—10
на режиме охлаждения, К......................................10—22
Продолжительность работы от одного баллона
емкостью 40 л, мин .............................................60
Масса вихревой трубы с инжектором, кг...........................0,38
Масса переносного кондиционера в заправленном
состоянии, кг...................................................12,3
Время непрерывной работы переносного кондиционера, мин .........10
Результаты испытаний показали, что кондиционер обеспечи-
вает сохранение санитарно-гигиенических условий с соблюдени-
ем норм физиологических функций до температуры окружающей
среды Г^ЗНК.
В системах кондиционирования (СКВ) может использоваться и
второе свойство вихревых труб — создавать поток подогретых масс
воздуха, что было применено при создании вихревого подогрева-
267
Рис. 5.31. Вихревой подогреватель воздуха
теля воздуха [269], поступающего на вентиляцию компенсирующе-
го костюма пилотов. По условиям его эксплуатации при измене-
нии высоты полета от 0 до 20 км давление отбора из СКВ изменя-
ется от 0,5 до 0,12 МПа, температура от 343 до 313 К. При этом не-
обходимо поддерживать постоянную температуру 363 К и посто-
янный расход воздуха, равный 55 кг/ч на входе в смесители перед
компенсирующим костюмом. Существенная величина диапазона
высот полета и соответствующих им параметров по давлению и
температуре привели к необходимости введения четырех высотных
режимов: I — высота полета 0—8 км; II — высота полета 8—12 км;
III — 12—13,6 км. На высотах выше 13,6 км (четвертый высотный
режим) вихревой подогреватель не в состоянии обеспечить необ-
ходимую температуру — 363 К. Поэтому на этих высотах вследст-
вие кратковременности полетов требования по Тг либо не предъ-
являются, либо они удовлетворяются электроподогревом. Внеш-
ний вид подогревателя приведен на рис. 5.31, а на рис. 5.32 пока-
зана схема регулирования, обеспечивающая поддержание режима
работы трубы по массовому расходу, близкому к оптимальному по
эффектам подогрева. Управление расходом сжатого воздуха осуще-
ствляется регулятором прямого действия с чувствительным эле-
ментом и исполнительным механизмом в виде вакуумированных
стальных сильфонов с пружинными нагрузочными устройствами.
Определенный интерес представляет вихревой холодильник,
серийно выпускавшийся на Азовском оптико-механическом за-
воде [269] (рис. 5.33), предназначенный для термостатирования с
268
Рис. 5.32. Схема работы вихревого подогревателя с регулированием плошади со-
плового ввода [204]:
а - Н = км, Р:=0,65 МПа; б- Я =0-8,0 км, Р[= 0,435 МПа; в -
Я = 8-12 км, Р;= 0,245 МПа; г - Я = 12-13,6 км, Р[~ 0,16 МПа
целью проверки управляемых ракет перед загрузкой в самолет в
условиях полевого аэродрома при Т < 273 К. Аэродромные исто-
чники сжатого воздуха способны обеспечить расход до 20 кг/ч
при давлении 20 МПа, а по условиям параллельной эксплуата-
ции других смежных агрегатов давление редуцированного возду-
ха в магистрали не превышает 1,4 < Р\ < 2,2 МПа. Геометричес-
кие характеристики вихревого холодильника: <7тр= 7,2 мм;
Fc= 1,8-1-1,1 мм2; da= 4,2 мм; а = 3,5°; L = 100 мм; = 15 кг/ч;
ц = 0,4-1-0,5.
Особенность конструкции вихревого холодильника состоит в
том, что при сравнительно малом диаметре вихревой трубы она ра-
ботает с достаточно высокой степенью расширения. Большой от-
носительный диаметр отверстия диафрагмы <7Д= 0,58 приводит к
269
Рис. 5.33. Серийный образец охладителя 5651 [204]:
1 — диафрагма; 2 — патрубок подводящий; 3 — уплотнительная прокладка; 4 -
сопло; 5 — камера энергетического разделения; 6 — развихритель; 7 — фиксатор
вентиля; 8 — глушитель; 9 — регулятор
увеличенному стоку пограничного слоя, снижающему ее темпера-
турную эффективность. Для снижения отрицательного влияния
стока погранслоя на диафрагме выполнена кольцевая проточка,
которая наклонными отверстиями 0 0,12 мм сообщается с поло-
стью, образованной между корпусом и камерой диафрагмы. Рас-
ход воздуха через сверления не превышает 0,1 м3/ч, а его темпера-
тура на 10—15 К ниже температуры сжатого воздуха.
В сварочном производстве достаточно большой объем занима-
ют ручная и полуавтоматическая сварка, требующие постоянно-
го присутствия в зоне выделения аэрозолей и токсичных газов
оператора. На 1 кг расходуемого электрода выделяется до 50 г
пыли, что приводит к загазованности в 3—10 и более раз превы-
шающую ПДК. Аналогичные проблемы возникают и при нане-
сении лако-красочных покрытий, хотя источник загрязнения
при этом имеет другую природу. Борьба с газовыделениями и аэ-
розолями ведется как путем локализации вредных выделений,
так и с помощью приточно-вытяжной вентиляции. В некоторых
случаях эффективны местные отсосы. Для этой цели разработан
вихревой сварочный аппарат [40, 112, 116] на базе вихревого
270
Рис. 5.34. Принципиальная схема кондиционера сварщика [204]:
1 — щиток; 2 — вихревая труба; 3 — разводка воздуха
эжектора. Однако широкого применения он не получил в силу
существенного неудобства при эксплуатации. Условия работы
операторов (сварщиков и др.) весьма разнообразны и это много-
образие связано прежде всего с различием в технологических
процессах и пространственной ориентации мест, в которых осу-
ществляется сварка или лакокрасочное покрытие.
Многочисленные попытки заменить традиционную маску
сварщика шлемом или накидкой с подачей в них чистого возду-
ха не воспринимаются рабочими. Это связано с тем, что, как по-
казывает практика, применение накидок и шлемов приводит к
повышенной утомляемости и заметному снижению производи-
тельности труда.
Финской фирмой «Кемппи» выпущена опытная партия конди-
ционеров, работающих со стандартной маской, дополненной во-
ротником.
Воздух от вентилятора, который работает от аккумулятора,
271
размешенного на поясе оператора, через пылевой фильтр пода-
ется по шлангу под маску в зоне воротника. Такое решение не
исключает попадание в дыхательные органы оператора вредных
газов и, в первую очередь, оксидов марганца.
Эта проблема решается с использованием шлангового конди-
ционера сварщика [269] (рис. 5.34), основным элементом которо-
го является вихревая труба, вмонтированная в стандартную мас-
ку с воротником.
Сжатый воздух от источника после соответствующей очистки
по шлангам подается на вход. Расход воздуха на душирование зо-
ны дыхания зависит от конструкции маски. Основная цель ду-
ширования — исключить возможность попадания в зону дыха-
ния и, следовательно, в органы дыхания сварочного аэрозоля,
обеспечивается при расходе охлажденного или подогретого пото-
ков 60—100 л/м при использовании стандартной маски. В летних
условиях в соответствии со СНиП-245 комфортная температура
составляет 293—295 К, но она из условий санитарно-гигиеничес-
ких требований не должна отличаться от температуры окружаю-
щей среды более чем на 12 К. Тогда потребное охлаждение воз-
духа в кондиционере
ДГОХЛ = ДГХ-7^-«12К, (5.29)
СРЧ
где 0ТП — теплопритоки к шлангу.
Методика расчета вихревого кондиционера сварщика [269] по-
зволила рассчитать наиболее приемлемый диаметр трубы d^=
6,5 мм, обеспечивающий все необходимые режимы работы и ус-
ловия эксплуатации. Кондиционер для сварщика прошел все ви-
ды технических и медицинских испытаний и по заключению
Центрального института охраны труда рекомендован для серий-
ного производства. Опытная партия кондиционеров проходит
промышленные испытания при отрицательной температуре ок-
ружающей среды.
При наземном терморегулировании ракетно-космической тех-
ники применяются воздушные системы низкого (до 25 кПа) и
высокого (до 35 МПа) давления. В некоторых случаях использу-
ются пневматические системы терморегулирования с давлением
0,3—0,8 МПа, в которых воздух является и энергоносителем и
272
хладагентом, осуществляющим транспортные функции по пере-
носу «тепла» или «холода». Основное преимущество таких сис-
тем — возможность разводки воздуха единым воздуховодом с по-
следующим разделением пр температуре и давлению. Требование
к обеспечению возможно более полной автоматизации предстар-
товой подготовки большое значение придает динамике теплотех-
нических систем, надежности их элементов, а также гибкости,
т. е. возможности обеспечения более жестких или дополнитель-
ных требований. С учетом этих условий были разработаны тех-
нологическая 11Г344Б и стартовая 11Г347 пневматические систе-
мы терморегулирования (ПСТР), у которых в качестве холодиль-
но-нагревательных агрегатов использовались схемы с вихревыми
трубами. Принципиальная схема термостатирования приведена
на рис. 5.35.
Система термостатирования обеспечивает:
одновременную подачу воздуха к 5 различным точкам охлаж-
даемого объекта по 200 м3/ч с неравномерностью расхода в каж-
дой точке и во времени 20 м3/ч;
температуру подаваемого воздуха от 273 до 288 К при темпера-
туре окружающей среды 233 К < Та < 313 Ки температуре возду-
ха в помещении кондиционирования от 313 до 288 К;
непрерывную работу в течение 30 сут;
уровень шума не выше 85 дБ;
отсутствие в подаваемом воздухе загрязнений в паровой фазе.
Сжатый воздух от винтового компрессора производительно-
стью 25 нм3/мин подается в блок подготовки воздуха, где очища-
ется от паров масла и капельной влаги, а затем через коллекто-
ры и гибкие шланги подводится к вихревым трубам. Рабочие ха-
рактеристики системы позволяют сделать вывод о том, что сис-
тема в состоянии обеспечить регулирование температуры в за-
данном объеме практически при любом возможном в соответст-
вии с заданием состоянии окружающей среды. При максималь-
но допустимой температуре сжатого воздуха на входе 318 К рас-
ход охлажденного воздуха, обеспечивающий необходимое термо-
статирование, соответствует относительной доли охлажденного
потока ц = 0,45. С уменьшением температуры сжатого воздуха
относительная доля охлажденного потока из условий термостати-
рования возрастает до ц = 0,68. Система термостатирования СТР
11Г344Б прошла все виды испытаний, надежно работала при ре-
273
у'.Ч \
ооег
Рис. 5.35. Схема термостатирования ПГ344Б (а) и холодильный агрегат (б) при
различных давлениях на входе [269]:
1 — компрессоры; 2 — блок подготовки воздуха; 3 — вентили; 4 — трубопро-
вод; 5 — коллектор; 6 — гибкие шланги; 7 — холодильные агрегаты
274
ализации программы Союз-Аполлон и полностью выработала
свой ресурс в 1989 г. [269].
Обеспечение теплового режима ракеты при предстартовых
проверках, заправке топливом и других работах обеспечивалась
пневматической системой терморегулирования ПГ347 (рис. 5.36).
Система включает в себя два блока: энергоснабжения и термо-
трансформации. Первый состоит из компрессоров 1, от которых
сжатый до ?[’ = 0,8 МПа воздух через концевые холодильники 2
и регулирующие клапаны по трубопроводу 3 через подстольное
сооружение и коллектор раздачи сжатого воздуха подводится к
блоку термотрансформации. После включения компрессоров си-
стема работает в режиме прогрева, сбрасывая воздух через запор-
ный клапан 4. Изделие 5 на транспортно-установочном агрегате
доставляется на старт. В этом случае блоки соединяются через
автоматический стыковочный узел 6, при этом запорный клапан
7 открывается, продувочный вентиль 4 закрывается. Система пе-
реведена на режим вентилирования отсеков. Сжатый воздух под-
водится к вихревым трубам 8. Нагретый в процессе энергоразде-
ления поток отводится по трубопроводам 9, а охлажденный — по
трубопроводам 10. Летом при необходимости охлаждения термо-
статирующего воздуха нагретый поток по линии 11 сбрасывается
в атмосферу, часть отсеков не вентилируется. Зимой при необхо-
димости подогрева термостатирующего воздуха оба потока пода-
ются в отсеки. Нагретый поток на установившемся режиме име-
ет температуру 393 К, охлажденный — 353 К. На рис. 5.37 пока-
зана вихревая труба и ее размещение на транспортно-установоч-
ном агрегате.
Технические характеристики системы терморегулирования 11Г347:
Расход воздуха:
охлаждение ..................................................2300 нм3/ч
нагрев.....................................................3200 нм3/ч
Температура воздуха:
режим охлаждения.............................................278—288 К
режим нагрева..............................................393 К
при расходе 900 нм3/ч и 353 К при расходе 2300 нм3/ч.
Установочная мощность.........................................375 кВт
Потребляемая мощность.........................................324 кВт
Потребная холодопроизводительность для обеспечения заданного
режима .......................................................35 кДж/м3
Рабочее давление..............................................0,78 МПа
275
6
Рис. 5.36. Система термостатирования 11Г347 (принципиальная схема) [269]:
а — блок термостатирования; б — блок энергоснабжения
Большое число типоразмеров вихревых труб для воздухоохла-
дителей теплозащитных костюмов и жилетов, транспортных кон-
диционеров разработано под руководством А.И. Азарова. Разра-
ботки, начатые в Одесском технологическом институте и продол-
женные в лаборатории вихревой техники Санкт-Петербургского
университета, привели к созданию серии технических устройств,
перечень и основные характеристики которых приведены в
табл. 5.1. Партии аппаратов различного назначения мощностью
от десятков ватт до десятков киловатт внедрены на различных
предприятиях.
Особенностью исполнения воздухоохладителей типа ВВ-0,5/1,5-
4 и ВВ-0,5/1,5-4А является конструкция узла выпуска подогрето-
го потока. В первой модификации он выполнен в виде упругой ре-
гулируемой мембраны, во второй — в виде тёла (шарик, упругая
пластина), колеблющегося в потоке. При давлении сжатого возду-
ха на входе Р{= 0,4 МПа и степени расширения тгтр = 3,7 коэффи-
276
ГО?
Рис. 5.37. Вихревая труба и ее размещение на транспортно-установочном агрегате
277
Таблица 5.1. Основные характеристики новой вихревой техники
Наименование, назначение аппарата Воздухоохладитель для теплозащитных кос- тюмов, используемых при ремонтах тепло- напряженных энергообъектов Воздухоохладители для жилетов и теплозащит- ных костюмов, приме- няемых в металлурги- ческой и других отрас- лях промышленности 1 Кондиционеры для ка- бины машиниста и крановщика
трубы Тип Неохлаждаемая, цилиндрическая То же » 1 -охлаждаемая, 4-неохлаждаемые То же Охлаждаемые, ребристые То же » »
S3 8. X X Диа- метр, мм 20 20 10 ° «л СП О 00 еч
Число, шт. — — 1П in in СП Г- тг тг
Габариты 250х[00х|30 250x80x130 150x70x90 150x70x90 240x70x90 о о о о X X X X О П О О Tf — \О \О m in in «п X X X X о о о о О О СТ5
Масса, кг <П Tf in 1,6 0,5 16 11 22 22
Номера а.с., исполь- зованных в конструк- ции П 0\0 in Tf 00 Tf CM ’T Tf о \O xf xf — \© in n n’t о in cn cn _ 892146 1002755 00 5© Г-* \о 00 Tf 0*5 О Г-* О — ОО in 00 Сх — \о О Г-' П Г" \о о сп in г-* ОС in «П Tf Tf
Марка и схема аппарата “ 3ч Q 2 2 J3 . 5 < S «-> b Tf 7 "t S" ГЧ ГЧ g ‘A § in g in in X — c - c - - g in* in" in in" о 0 О й о* о* ci gee ci g» CQ tfCQ §CQ CQ § КВЖ (М) двухступенчатая КВЖ (К) двухступенчатая КВ-2-400 двухступенчатая КВ-3-400 трехступенчатая квк одноступенчатая квк-вэ одноступенчатая
278
a
Рис. 5.38. Общий вид (а) и поперечный разрез (б) двухступенчатого воздухоохла-
дителя КВЖ [7-9]:
1 — ребро; 2 — экран; 3 — охлаждаемая вихревая труба первой ступени; 4 —
кожух; 5 — эжектор; 6 — вихревая труба второй ступени
циент энергетической эффективности устройств ф^ = 0,26, что
немного хуже, чем у лучших образцов вихревых труб.
Двухступенчатые воздухоохладители ВВ-0,5/1,5-25, ВВ-0,5/
1,5-25К и КВЖ (кондиционер вихревой жилетный) используют-
ся совместно с костюмами и жилетами индивидуальной противо-
тепловой защиты. Потребное давление на входе в трубу при этом
должно быть 1,5 < Р{ < 3 МПа.
В воздухоохладителе КВЖ (рис. 5.38) патрубки холодного пото-
ка выполняют роль активных сопл эжекторов, подсасывающих
воздух из атмосферы для возможности регулирования и расшире-
ния эксплуатационных возможностей. Это позволяет, например,
понизить температуру потока охлажденного в КВЖ до температу-
ры, разрешенной из условия обеспечения санитарно-гигиеничес-
ких норм. Вместе с тем, при сохранении холодопроизводительно-
сти возрастает массовый расход потока, охлаждающего объект.
Оптимальным является режим с заглушенной на «горячем» конце
вихревой трубой первой ступени (р]= 1,0) и вихревыми трубами
второй ступени, работающими при относительной доле охлажден-
ного потока Р]= 0,7. В воздухоохладителе КВЖ использовались ко-
ническо-цилиндрические вихревые трубы: J = 5 мм, / = 22<7тр.
При работе на степенях расширения в трубах л = 25 и отмечен-
ных относительных долях охлажденных потоков адиабатный КПД
схемы без эжекторов составил фад= 0,186. Применение эжекторов
позволило получить на выходе из КВЖ поток практически с
постоянной температурой при изменении Р{ в достаточно широ-
ких пределах.
279
Кондиционеры КВ-2-400 и КВ-3-400, предназначенные для
душирования кабины машиниста, не требуют специальной очи-
стки воздуха от масла и капельной влаги. Это обусловлено тем,
что каналы отвода охлажденного потока в устройствах, соединя-
ющих предшествующую ступень расширения с последующей,
выполнены в виде пластинчатых рекуперативных противоточных
теплообменников — рефрижераторов, размещенных в канале от-
вода охлаждаемого воздуха. В рабочую зону машиниста подается
чистый воздух из вентиляционной системы после охлаждения на
оребренной поверхности теплообмена рефрижераторов (летний
режим) либо после подогрева на наружном оребрении поверхно-
сти камер энергоразделения (зимний режим). Число вихревых
камер удваивается при переходе к каждой последующей ступени.
Во второй и последующих ступенях используется коллективное
оребрение камер энергоразделения в виде пакетов теплопровод-
ных пластин с соосными отверстиями, число которых соответст-
вует числу вихревых труб.
Транспортные вихревые холодильники сёрии ТВХ предназна-
чены для создания комфортных условий в кабинах транспортных
средств: в кабинах дизельных поездов, тепловозов. Они приспо-
соблены к конвеерному типу сборки и снабжены миниатюрной
вихревой трубой с fc= 1 мм2.
Перечисленные примеры составляют лишь незначительный
массив всех оригинальных эффективных устройств, холодильно-
нагревательных вихревых аппаратов, кондиционеров и термоста-
тов, которые нашли применение в различных отраслях техники.
Большие возможности вихревой техники, очевидные преиму-
щества термоэкономического характера от их включения в неко-
торых случаях в работу технологических процессов производства
различных отраслей, тем не менее, не привели к широкому внед-
рению вихревой техники отечественного производства. Отечест-
венным разработкам принадлежат приоритетные позиции по
совершенствованию вихревой техники, теории процесса энер-
горазделения в вихревых трубах. Боее половины мирового фонда
изобретений создано в нашей стране. Вклад отечественных ученых
в развитие теории, определении главных направлений движения
научно-технического прогресса вихревой техники, поиске
оптимального контура камеры энергоразделения неоценим.
280
Глава 6
Неадиабатные вихревые трубы
6.1. Вихревые трубы с подогревом камеры энергоразделения
Традиционно неадиабатные вихревые трубы рассматривались
лишь как охлаждаемые. Развитие областей внедрения вихревых
энергоразделителей в системы охлаждения, термостатирования
теплонапряженных деталей и узлов агрегатов энергетической,
авиационной и некоторых других отраслей [7, 8, 38, 39, 73, 145,
194] потребовало постановки опытов по исследованию характе-
ристик вихревых труб при подводе тепла к подогреваемому пери-
ферийному потоку через стенки камеры энергоразделения от
внешнего источника. Экспериментальные исследования [73, 145,
194] по определению влияния внешнего теплового потока, под-
водимого от внешнего источника тепла через стенки камеры
энергоразделения, были проведены на двух вихревых трубах с
цилиндрической проточной частью и геометрией по своим пара-
метрам близкой к оптимальной, по рекомендациям А.П. Мерку-
лова [116]. Снижение эффектов охлаждения обогреваемой от
внешнего источника вихревой трубы по сравнению с адиабатны-
ми условиями можно оценить относительной величиной
п* =(дт;н-дтх)/дтх, (6.1)
а увеличение эффектов подогрева периферийного потока как
fj,r = (дТ,.11 - ДТг)/дГг, (6.2)
где ДТХ, ДТГ — абсолютные эффекты охлаждения и подогрева
281
Рис. 6.1. Схема вихревой трубы 0 5,6 мм с внешним косвенным нагревом ка-
меры энергоразделения электронагревателем:
1 — камера энергоразделения; 2 — обмотка из нихромовой проволоки; 3 —
развихритель; 4 — регулируемый конус; 5 — диафрагма; 6 — завихритель
Рис. 6.2. Стойка ВРД, обогреваемая потоком газа:
1 — вихревая труба; 2 — канал отвода охлажденных масс газа; 3 — закручиваю-
щее устройство; 4 — отверстие диафрагмы; 5 — патрубок; 6 — дроссель; 7 — вход-
ная кромка; 8 — термопары
адиабатных вихревых труб, К; ДГХН, АГ/1 — абсолютные эффекты
охлаждения и подогрева подогреваемых вихревых труб.
Результаты опытов при продувке двух труб с различными ка-
мерами разделения d = 5,6 мм (рис. 6.1) и d = 16 мм (рис. 6.2),
из которых первая обогревалась электронагревателем, а вторая —
набегающим потоком подогретого газа, показаны на рис. 6.3—6.4.
Определяющим фактором неадиабатности являлась относитель-
282
Рис. 6.3. Влияние внешнего теплового потока на относительные величины эффе-
ктов подогрева и снижения температурной эффективности:
1, 2, 3 — d = 5,6 мм; 4, 5, 6 — 16 мм; 1, 4 — ц = 0,3; 2, 5 — ц = 0,6; 3, 6 —
И = 0,8
ная величина внешней тепловой нагрузки, представляющей со-
бой отношение подводимого извне теплового потока к холодо-
производительности вихревой трубы при ее работе в адиабатных
условиях. При этом одинаковыми должны быть: режим работы
по р и параметрам сжатого газа на входе в сопло закручивающе-
го устройства; перепад давления, срабатываемый на трубе.
n?= Qn/GxCp^x. (6.3)
283
Рис. 6.4. Зависимость Nu = /(Re) в камере энергоразделения и круглом кромоч-
ном канале стойки газового тракта:
1 — на расстоянии 1 калибра от соплового ввода; 2—6 калибров от соплового
ввода у раскручивающего устройства; 3— в круглом канале входной кромки 3—
5 калибров от сечения диафрагмы Nu/rf= 0,306ReJjM; 4—15 калибров; 5 — гладкое
течение в трубе
В опытах с электрообогревом на трубе 0 5,6 мм коэффициент
внешней тепловой нагрузки г^ регулировался силой тока. Влияние
внешнего подогрева оказывало заметно более сильное влияние на
периферийный (подогретый) поток. Практически при любом ре-
жиме работы трубы по относительной доле охлажденного потока
рост эффектов подогрева ДТГ в неадиабатных условиях примерно
соответствует коэффициенту внешней тепловой нагрузки r|g.
Влияние внешнего подогрева камеры энергоразделения на аб-
солютные эффекты охлаждения приосевых масс газа существен-
но зависит от режима работы вихревой трубы. Так, при коэффи-
циенте внешней тепловой нагрузки т| = 5 влияние подводимого
внешнего теплового потока на абсолютные эффекты охлаждения
в камере энергетического разделения в 4 раза (при ц = 0,6) и в 11
раз (при ц = 0,8) превышает его воздействие по сравнению с ре-
жимом ц = 0,3. Следует отметить, что результаты опытов
284
получены при ц = idem, но при разных перепадах давления лт*р= 2
и 4 хорошо укладываются на одну прямую.
Характеристики вихревой трубы 05,6 мм сопоставлены с опы-
тами на трубе 016 мм той. же геометрии (см. рис. 6.3), обдувае-
мой потоком нагретого газа с полной температурой Т* = 573 К.
Коэффициент скорости обдуваемого потока в опытах поддержи-
вался постоянным Л.г = 0,24. Характеристики неадиабатных труб
016 и 5,6 мм достаточно хорошо совпадают. Особенно это вид-
но по результатам роста эффектов подогрева периферийных масс
газа. Более сильное снижение эффектов охлаждения у трубы 016
мм вызвано особенностями формирования приосевого потока и
условиями подогрева. По некоторым данным [40, 50, 67, 184,
204] примерно 30—50% охлажденного потока формируется непо-
средственно у соплового ввода на_первых 1,5—2 калибрах. В опы-
тах с трубой 05,6 мм и длиной / = 12 электрическому обогреву
подвергалась лишь вторая половина I = 5d камеры энергоразде-
ления. Протяженность дросселя была необогреваемой и состав-
ляла 2d, в то время как труба 016 мм практически полностью на-
ходилась в потоке газа. К сожалению опытная выборка недоста-
точна для возможности проведения корректного сравнения, чем
и вызвано расхождение опытных данных. Эффекты охлаждения
оценивались безразмерной величиной относительного термичес-
кого КПД (см. рис. 6.3):
Д/х - д/х
Л Лад
где дгх — эффекты охлаждения неадиабатной обогреваемой вих-
ревой трубы; Дг^ — эффекты охлаждения той же трубы, но в
адиабатных условиях. В качестве аргумента использована отно-
сительная тепловая нагрузка QH/QX, где QH — подводимое к тру-
бе тепло, a Q* — холодопроизводительность трубы в адиабатных
условиях. Расхождение по эффектам охлаждения двух труб может
быть объяснено разными условиями подвода тепла и характер-
ными особенностями формирования приосевых масс охлажден-
ного потока. При г|т= —1,0 эффекты охлаждения дТх= 0, т. е. хо-
лодный поток покидает вихревую трубу, имея температуру рав-
ную входной — Т*.
285
Для разных режимов работы вихревых труб предельная тепло-
вая нагрузка при этом существенно различна. Так при работе ви-
хревых труб на режимах 0,3 < р < 0,8 предельная нагрузка изме-
нялась в диапазоне 1,5 < QH < 15,0. Это означает, что приосевой
поток охлаждался вплоть до 15-кратного превышения нагревае-
мым потоком его холодопроизводительности на испытуемом по
ц режиме.
Результаты опытов были использованы для определения коэф-
фициентов теплоотдачи в камере энергоразделения неадиабат-
ных вихревых труб с подогревом от внешнего источника. Иссле-
дования проведены в диапазоне чисел Re = 2 • 104—6 • 104, где
число Рейнольдса рассчитывалось по расходной скорости.
Опыты показывают, что в сечении камеры энергоразделения,
примыкающем к сопловому вводу, коэффициент теплоотдачи в
зависимости от режима работы изменяется в достаточно широ-
ком диапазоне от 1300 до 2000 Вт/(м2 • К), что в 10—13 раз пре-
вышает значения а при турбулентном течении без закрутки [196,
208]. В сечении, примыкающем к дросселю (у раскручивающей
крестовины), значение а хотя и высоко, но заметно меньше:
1250 < а < 1350. Очевидно, это снижение а вызвано заметным па-
дением уровня окружной скорости вдоль камеры энергоразделе-
ния. Результаты опытов прошли тестирование численным трех-
мерным тепловым расчетом на режиме 4 и ц = 0,8 в предпо-
ложении, что температура воздуха и коэффициента теплоотдачи
вдоль камеры энергоразделения изменяются по линейному зако-
ну (см. рис. 6.4).
Расхождение расчетных и экспериментальных данных по ре-
зультатам тестирования не превысило в контрольных точках
5 °C, что в относительных величинах составляет примерно 5% и
соизмеримо с погрешностями опытных измерений. Критериаль-
ные уравнения в соответствующих сечениях зависят от относи-
тельного расхода воздуха и от места расположения сечения. Так,
для ц = 0,3 в сечении, примыкающем к сопловому вводу
Nu/(/ = 0,085 Re®/7, (6.4)
в сечении, примыкающем к раскручивающему устройству
Nu/d= 1,91 Re®/5. (6.5)
286
При ц = 0,6 критериальные уравнения заметно трансформиру-
ются, принимая иной вид.
В сечении у сопла закручивающего устройства
Nu^ = 2,095 Re®/9, (6.6)
в сечении у раскручивающего устройства
Nu/d= 196Re®/3. (6.7)
При режиме работы р = 0,8 критериальные уравнения имеют
вид:
в сопловом сечении
Nu/d= 0,1 Re®/6, (6.8)
в сечении раскручивающего устройства
Nu/d = 537 Re®,.
Обобщение результатов опытов позволило получилить апрок-
симирующие зависимости для вихревой трубы 016 мм и длиной
/ = 6 в шесть калибров с цилиндрической камерой энергоразде-
ления и крестовиной в качестве раскручивающего устройства
следующие осредненные по ц (0,3 < ц < 0,8) критериальные урав-
нения:
на расстоянии 1-го калибра от сечения соплового ввода
Nu/d= 0,198 Re®/7, (6.9)
на расстоянии 6-ти калибров от соплового ввода в месте, при-
мыкающем к раскручивающему устройству
Nu/d= 73,29 Re®/6. (6.10)
Уравнение (6.9) удовлетворительно согласуется с зависимо-
стью, предложенной в работе [213] для теплоотдачи в короткой
трубе (/= 1—2) с диафрагмой на выходе и тангенциальным под-
водом жидкости
Nu/d = 0,186 К Re®/ Рг®>4. (6.11)
В выражении (6.10) за определяющую принята скорость жид-
кости на выходе из тангенциального канала, т. е. окружная со-
ставляющая скорости на входе в вихревую камеру. Коэффициент
К представляет собой в некотором смысле формпараметр, учиты-
вающий влияние особенности геометрии устройства на теплоот-
287
дачу. Выражения (6.9) и (6.10) достаточно близки по коэффици-
ентам и показателям при критерии Re. Имеющиеся расхождения
очевидно связаны с отклонением геометрии и режима работы.
На рис. 6.4 обобщены опытные данные.
6.2. Охлаждаемые вихревые трубы
Повысить эффективность вихревой трубы как расширительно-
го устройства воздушно-компрессионных холодильных машин
можно увеличением ее холодопроизводительности путем отвода
энергии в форме тепла от периферийных подогретых масс газа и
формировании приосевого потока на относительно больших зна-
чениях ц из более «холодных» элементов.
Уже одна из первых охлаждаемых вихревых труб [242], разра-
ботанная Е.Н. Оттеном, имела диффузорную камеру энергетиче-
ского разделения. Опыты, поставленные позже, подтвердили не-
обходимость выполнения охлаждаемых вихревых труб с кониче-
скими камерами энергоразделения [40, 112, 116, 117, 172]. Оче-
видно, что это позволяет увеличить путь взаимодействия элемен-
та газа, попавшего из приосевого потока в периферийный, спо-
собствующий процессу перераспределения энергии. Эффектив-
ность охлаждаемых вихревых труб увеличивается с ростом ц и
становится максимальной при работе вихревых труб на режиме
ц > 1.
Все виды охлаждаемых вихревых труб были подразделены [116]
на два типа: с кольцевой полостью межрубашечного пространст-
ва, по которому протекает охлаждающая жидкость и с подачей
охлаждающей жидкости во внутрь камеры энергоразделения. Од-
нако работы А.И. Азарова [7—10] и А.Д. Суслова [37—40] с учени-
ками существенно расширили возможные схемы и варианты
конструктивного исполнения охлаждаемых вихревых труб. Это и
вихревые трубы с внутренним оребрением, и рециркуляция по-
догретых масс газа в вихревой трубе с дополнительным потоком.
Типичная конструкция охлаждаемой трубы [112] показана на
рис. 6.5. Геометрические характеристики трубы, рассчитанной на
расход 200 кг/г при давлении на входе = 0,5—0,6 МПа соста-
вляли:
диаметр трубы .................................28 мм
площадь прямоугольного сопла fc...............45 мм2
288
Сжатий
Рис. 6.5. Охлаждаемая вихревая труба МЭИ [112]:
1 — корпус; 2 — диафрагма; 3 — сопловой ввод; 4 — коническая рабочая часть;
5 — цилиндрическая рабочая часть; 6 — рубашка; 7 — корпус вентиля; 8 — втул-
ка; 9 — фланец; 10 — зажимная гайка; 11 — гайка сальника; 12 — корпус саль-
ника; 13 — кольцо уплотнительное; 14 — труба сжатого газа; 15 — шпилька; 16
— гайка сальника; 17 — штурвал; 18 — конус регулирующего вентиля; 19 — шток;
20 — патрубок горячего потока; 21 — патрубок холодного потока; 22 и 23 —
фланцы; 24 — гайка
угол раствора конуса начального участка а......3°10'
диаметр цилиндрической части камеры
энергетического разделения </ц.................38,5 мм
длина камеры энергоразделения /................800 мм
Безразмерные геометрические параметры, обеспечивающие
максимальный эффект охлаждения [112]: fc= 0,073; d= =0,643;
7Ц=1,37; 7= 32; 7К= 6,8.
Опыты показывают, что охлаждаемые вихревые трубы эффек-
тивны, когда к трубе предъявляются требования достижения ма-
ксимально возможной холодопроизводительности. Причем на
режиме работы по относительной доле охлажденного потока
ц = 1 выполняется очевидное равенство между температурной т|,
и адиабатной <рм эффективностями процесса энергоразделения
(п,= Фад)- Исследование вихревой трубы охлаждаемой водой,
протекающей по межрубашечному пространству проводили авто-
ры работы [112], которым удалось достигнуть весьма больших
значений по тем временам величин адиабатного КПД (рис. 6.6).
Причем температурная эффективность трубы возрастала с рос-
том срабатываемого перепада давления, что невсегда очевидно
для адиабатных вихревых труб. При этом авторы пришли к за-
ключению, что температура охлаждающей воды не играла суще-
ственной роли в эффекте охлаждения, а ее отклонение на ±10 °C
289
Рис. 6.6. Характеристики охлаждаемой вихревой трубы [112]:
, 1 — охлаждаемая; 2 — неохлаждаемая
Рис. 6.7. Влияние расхода охлаждаемой воды на эффекты охлаждения [112]
от температуры сжатого воздуха на входе в трубу г/ практически
не влияло на результаты опытов по эффектам охлаждения
(рис. 6.7).
В.М. Бродянским и А.В. Мартыновым было проведено иссле-
дование влияния расхода охлаждающей воды. Опыты подтверди-
ли некоторое положительное влияние, возрастающее с увеличе-
нием ц. Однако влияние расхода (см. рис. 6.7) достаточно слабое.
Адиабатный КПД охлаждаемой трубы растет с увеличением ц.
Исследованная А.П. Меркуловым с соавт. [116] вихревая тру-
ба (рис. 6.8), охлаждаемая жидкой закрученной пеленой жидко-
сти, вращающейся в камере энергоразделения имеет по эффекту
энергоразделения характеристики, близкие к приведенным на
290
Охлаж-
денный
воздух
Рис. 6.8. Вихревая труба с внутренней водяной рубашкой [116]
рис 6.6. Однако исследования вихревых труб с таким охлаждени-
ем требует еше своего дальнейшего изучения.
Охлаждение вихревой трубы может быть интенсифицировано
использованием как внешнего, так и внутреннего оребрения. Од-
нако при внешнем оребрении эффективность его недостаточно
высока в виду низкого значения коэффициента теплоотдачи от
ребер к воздуху, если вместо жидкости использовать охлаждение
воздушным потоком. В некоторых конструкциях вихревых труб
А.И. Азарова [34—39] такой способ используется в схемах с сис-
темой вихревых труб и утилизацией энергии одного из результи-
рующих потоков.
Более поздние исследования, проведенные В.А.Сафоновым в
ХАИ, А.П. Меркуловым с учениками в КуАИ [23, 117, 168, 169,
170], позволили уточнить характеристики охлаждаемых вихревых
труб. Исследованная коническая вихревая труба имела диаметр
d = 30 мм [23]. Оптимальная длина камеры энергоразделения в
опытах составила / = 24, а угол конусности 3°. Однако установ-
ка щелевого диффузора на холодном потоке позволила сократить
оптимальную длину до I = 14. При этом на оптимальном режи-
ме относительный диаметр щелевого диффузора Раиф= DJt№^dTp=
= 5, относительная толщина щелевого зазора составляет Дгр= 0,1,
относительный диаметр отверстия диафрагмы d = 0,5-Ю,6. При
291
степенях расширения л = 3-5-5 относительная площадь соплово-
го ввода составляет fc= 0,07. С уменьшением л^ значение fc воз-
растает до/.= 0,08-5-0,13 . Эффективность охлаждаемой трубы и в
этих опытах возрастала на режимах ц > 0,65. Обобщение опыт-
ных данных для конической вихревой камеры энергоразделения
охлаждаемой вихревой трубы позволило для безразмерных эффе-
ктов охлаждения получить зависимость вида
ех= 0,3715е0+ 0,6547/л°’627, (6.12)
где 0о = 7’о*/7’1‘— отношение температуры охлаждающей воды к
температуре воздуха на входе.
6.3. Вихревые трубы с внутренним оребрением камеры
энергоразделения
Часто техническая необходимость применения вихревых труб
для охлаждения связана с ограничениями по расходу сжатого
воздуха, требующими минимизации диаметра вихревой трубы
при сохранении ее термодинамических характеристик. Это при-
водит к противоречию, связанному с масштабным фактором. Его
преодоление требует определенных усилий по совершенствова-
нию процесса энергоразделения у маломасштабных вихревых
труб. Методы интенсификации процесса энергоразделения в ма-
ломасштабных вихревых трубах за счет отсоса наиболее нагретых
периферийных масс газа с периферии камеры энергоразделения
[7, 8] и нестационарного выпуска горячего потока через дрос-
сельное устройство позволили приблизить уровень их термоди-
намической эффективности (ф = 0,22) к 22%, в то время как ади-
абатная труба с диаметром d^> 20 мм уже позволяла достигать
Фад= 0,27, а неадиабатная коническая труба В.А. Сафонова дава-
ла фац= 0,3. Этот факт обусловил необходимость разработки но-
вой конструкции вихревой трубы, особенность которой состояла
в выполнении оребрения на внутренней поверхности камеры
энергоразделения на части ее «горячего» конца [35]. Часть каме-
ры энергоразделения, примыкающая к дросселю (рис. 6.9), была
выполнена в виде тонкослойного пластинчатого теплообменни-
ка, набранного в виде пакета из штампованных теплопроводных
пластин, чередующихся с герметизирующими прокладками,
обеспечивающими необходимый шаг.
292
Рис. 6.9. Конструкция и основные размеры вихревой трубы (образец 5) с рецир-
куляцией охлаждаемого на оребрении горячего потока [7]:
7=0,5 мм; 0 = 40 мм; 5=0,75 мм; 8 = 0,6 мм; Lt= 15 мм; £2= £3= 10 мм
Остов пластинчатого теплообменника помещали в жидкост-
ную рубашку, либо в воздуховод, по тракту которого прокручи-
вался охлаждающий воздух. Плоское внутреннее оребрение ка-
меры энергоразделения было ориентировано перпендикулярно к
оси вихревой трубы и расположено к потоку под некоторым уг-
лом атаки, нарастающим по мере удаления от соплового сечения.
Геометрическими характеристиками оребренных вихревых труб
являются параметры, определяющие необычную конфигурацию
камеры энергоразделения. Авторы вводят геометрический коэф-
фициент оребрения [35]
^=^ор/^р’ <6ЛЗ>
где Fop — поверхность оребрения, м2; F — внутренняя поверх-
ность гладкостенной неоребрснной камеры энергоразделения.
Для участка цилиндрической камеры энергоразделения дли-
ной L' и диаметром d^ омываемая вихревым потоком поверх-
ность F^= nd^L'. Заменив поверхность набором ребер толщиной
5р с прокладками,получаем зависимость для расчета поверхности
оребрения
293
, = Ч£
°р 5
^•(л2 -/) +Л1 +л(1 -ni)
(6.14)
где dp — диаметр центрального отверстия в пластинке ребра;
п = dn/dp — относительный диаметр центрального отверстия в
прокладке; 5— шаг оребрения, м; т = 5р/5 — относительная тол-
щина ребра.
Предположив, что Jp= dn, и решив совместно (6.13) и 6.14), мо-
жно придти к соотношению
*г= *np + *цр + (615)
где А" = (л2 — 1 )/(2t) — коэффициент оребрения плоских поверх-
ностей ребер; Кт — коэффициент оребрения, приходящийся на
цилиндрические поверхности ребер, омываемые вихревым закру-
ченным потоком на радиусе d^/2\ Ацп — коэффициент оребре-
ния, приходящийся на цилиндрические поверхности прокладок
на радиусе Jn/2; t= S/d^ — относительный шаг оребрения.
Если прокладки изготовлены из неметаллического материала,
то слагаемым Aun в (6.15) следует пренебречь, тогда
л2-1
+ (6.16)
Таким образом, из выражения (6.16) можно сделать вывод о
том, что геометрический коэффициент оребрения Кг увеличива-
ется при г -> 0 и с ростом л. Однако существенное снижение л
может вызвать засорение узких межреберных щелей. Чрезмерное
же увеличение относительного диаметра л приводит к снижению
эффективности ребра. В то же время с ростом л и уменьшением
шага t возрастает гидравлическое сопротивление межреберных
каналов. Введение внутреннего оребрения позволяет повысить
температурную эффективность разделительных вихревых труб.
Причем эффективность использования оребрения заметно воз-
растает со снижением срабатываемого на трубе перепада давле-
ния л Чтобы снизить падение эффектов охлаждения оребрен-
ной вихревой трубы при ее длительной работе на промышленном
влажном воздухе с примесью масла, необходимо предусматривать
в конструкции оребрения возможность удаления масла, напри-
294
мер. через перфорацию внутреннего оребрения. В этом случае
перфорация должна образовывать канал для перепуска перифе-
рийных подогретых масс газа из одной межреберной полости в
другую за счет имеющегося на периферии осевого градиента да-
вления, вектор которого направлен к дросселю. А.И. Азаров [35]
приводит данные по термодинамической эффективности вихре-
вой трубы со следующей геометрией: d^= 5,0; F= 0,104; da= 0,64;
£ = 16^; £ор= FB = 0,0126 м2; т = 0,5; dn= 0,012 м, где FB
— наружная поверхность «горячего» конца, омываемого охлажда-
ющей водой.
Испытания трубы на сжатом воздухе с относительной влажно-
стью q> = 100% и содержанием в нем смазочного масла с концен-
трацией gM = 0,2—0,4 • 10-3 кг/кг воздуха показали, что в течение
первых часов работы температурный эффект охлаждения посте-
пенно снижался на 1—2°. Это можно объяснить накоплением
масла в межреберных камерах, вызывающим ухудшение
теплообмена.
В опытах при температуре и расходе воды, равных температу-
ре и расходу сжатого газа, авторам удалось получить адиабатный
КПД Фад « 0,4.
6.4. Вихревые трубы с щелевыми диффузорами
(самовакуумирующиеся)
Вихревые трубы с щелевыми диффузорами, предназначенные
для охлаждения объектов преимущественно осесимметричной
конфигурации, помещенных в приосевую область труб такой
конструкции, которые в большинстве отечественных работ назы-
вают самовакуумирующимися [40, 112, 116]. Впервые это назва-
ние ввел А.П. Меркулов [116]. Их используют, например, для
охлаждения излучающего элемента (рубина) твердотельного оп-
тического квантового генератора и зеркальца вихревого гигро-
метра. В большинстве случаев использование для охлаждения от-
дельных элементов устройств вихревых труб с щелевыми диффу-
зорами позволяет существенно снизить габариты и массу систе-
мы охлаждения, заметно упростить конструкцию и повысить ко-
эффициент теплоотдачи от охлаждаемого элемента, помещенно-
го в приосевую зону камеры энергоразделения [21]. Опыты по-
казывают, что эффективность теплосъема при переходе с обыч-
295
ного, традиционно использовавшегося конвективного охлажде-
ния в воздушном потоке на охлаждение в вихревой трубе с ще-
левыми диффузорами возросла с 80 до 300—500 Вт/(м2- К).
Повышение эффективности теплосъема обусловлено ростом
значения коэффициента теплоотдачи в интенсивно турбулизиро-
ванном приосевом потоке и повышением температурного напо-
ра процесса теплосъема, что в конечном итоге превалирует над
снижением концентрации вещества в объеме, окружающем охла-
ждаемый объект вследствие эффекта самовакуумирования.
Схема оптического квантового генератора с вихревым охлаж-
дением активного элемента — излучателя показана на рис. 6.10.
Активный элемент 1 размещен в оправках на оси камеры энер-
горазделения 2, изготовленной из прозрачного материала —
кварцевого стекла. Сжатый газ подается в полость камеры энер-
горазделения через тангенциальное сопло в виде интенсивно за-
крученного потока. На удаленном от соплового ввода конце ка-
меры энергоразделения установлен щелевой диффузор 5. Ось ви-
хревой трубы совмещена с одной из фокальных осей эллиптиче-
ского отражателя 4. В другой его фокальной плоскости под ка-
мерой энергоразделения 2 размещена лампа накачки 5. Эллипти-
ческий отражатель 4 имеет зеркальную внутреннюю поверхность.
Регулирование интенсивности охлаждения излучателя осуществ-
ляется сменой работы вихревой трубы путем изменения щелево-
го зазора при перемещении подвижной щеки диффузора. Время
выхода оптического генератора на установившийся режим опре-
деляется теплогенерационными свойствами охлаждаемого актив-
ного элемента-излучателя.
Впервые идея создания гигрометра, использующего для охла-
ждения чувствительного элемента холодный поток вихревой тру-
бы, родилась в США. Оригинальная конструкция такого гигро-
метра, определяющего влажность воздуха по методу точки росы,
основанного на фиксации начального момента появления кон-
денсата и его замораживание в капилляре, запатентована (Пат.
3152475, США). Более совершенными являются гигрометры, раз-
работанные в КуАИ под руководством профессора А.П. Мерку-
лова. На рис. 6.11 температура точки росы фиксируется по мо-
менту выделения конденсата на зеркальной поверхности чувст-
вительного элемента. Газ, влажность которого требуется изме-
рить, через патрубок 1 подается в цилиндрическую полость кор-
296
Рис. 6.10. Схема охлаждения оптического квантового генератора вихревой трубы
Рис. 6.11. Схематическая конструкция вихревого гигрометра ВГ и чувствительные
элементы гигрометров:
а — по методу помутнения зеркала; б — по методу утечки тока
297
пуса 3, где омывает торцевую поверхность охлажденного элемен-
та 5, укрепленного в центральном отверстии диафрагмы 4. Ци-
линдрическая поверхность охлаждаемого элемента 5 помещается
в приосевую зону камеры энергетического разделения вихревой
трубы 6 с щелевым диффузором 7, размещенном на удаленном
от соплового ввода торце. Воздух, сжатый до давления 0,3—0,4
МПа через патрубок 8, пройдя через закручивающее устройство
!2 улиточного типа, образует в камере интенсивно закрученный
поток, охлаждающий в приосевой зоне помещенное туда цилин-
дрическое тело элемента 5. При снижении температуры тела до
точки росы испытуемого на влажность газа на омываемой пос-
ледним торцевой поверхности выпадает конденсат в виде росы,
что регистрируется специальным чувствительным устройством.
Требуемая прокачка газа осуществляется через отверстие в кор-
пусе, соединенное с осевым отверстием 13, выполненном в стен-
ке щелевого диффузора 7. Разряжение, создаваемое щелевым
диффузором 7, позволяет организовать естественную прокачку
диагностируемой пробы испытуемого газа, если давление его на
входе не ниже 0,01 МПа. Давление газа может быть и более ни-
зким, но в этом случае к отверстию 11 должно быть подсоедине-
но специальное устройство, создающее более глубокое разряже-
ние, чем на оси щелевого диффузора 7. Если давление испытуе-
мого газа Р > Ратм больше атмосферного, то отверстие 11 может
быть соединено с атмосферой [116].
При использовании метода помутнения зеркала, применяемо-
го в гигрометре ВГ-2 (КуАИ), охлаждаемый элемент (рис. 6.11,а)
выполнялся в виде медного стержня 14, к торцевой поверхности
которого была припаяна тонкая железная пластинка с хромиро-
ванной зеркальной плоской поверхностью. Термопара /5заделы-
валась под железную пластинку. Световой луч от лампочки 2 па-
дает на зеркальную поверхность, отражается от нее и, пройдя че-
рез линзу 10, подается на фотоэлемент 9. В момент выпадения
конденсата зеркальная поверхность излучит диффузию, что и за-
регистрируется фотоэлементом и электронным индикаторным
устройством, а по показанию соединенного с термопарой изме-
рительного прибора фиксируется температура точки росы. В гиг-
рометре ВГ-1 применен способ утечки тока. В этом варианте ох-
лаждаемый элемент (рис. 6.11,6) изготавливается из металличес-
кой трубки 16, запаянной с одного торца и металлического стер-
298
жня 17, разделенных между собой электроизолирующим стек-
лянным изолятором 18. В другой торец, в стержень элемента за-
делана термопара 19. Трубка и стержень включены в цепь чувст-
вительного электронного регистрирующего устройства. При вы-
падении на торце охлаждаемого элемента конденсата цепь замы-
кается и возникает ток утечки, фиксируемый на приборном щит-
ке гигрометра со световой индикацией — загорается лампочка, и
в это время измеряется температура на торце, которая равна тем-
пературе точки росы. Результаты лабораторных исследований ви-
хревого гигрометра ВГ-2 показали, что при питании его от завод-
ской сети сжатого газа до 0,5 МПа им можно измерять влажность
воздуха до точки росы t = —70 °C.
Вихревая труба с щелевым диффузором успешно вписывается
в конструкцию вихревого карбюратора, разработанного под ру-
ководством профессора А.П. Меркулова [116]. Процесс карбюри-
рования можно улучшить достаточно глубоким разряжением в
приосевой зоне (ядре вихря) интенсивно закрученного потока
даже при сравнительно небольших перепадах давления, высокой
турбулентностью вихревого ядра, ионизацией, генерацией интен-
сивных акустических колебаний в широком диапазоне частот,
наличием зон повышенной и пониженной температур.
Принципиальные схемы вихревых карбюраторов двух типов,
разработанных в КуАИ, показаны на рис. 6.12 и 6.13. В первой из
этих схем конструкций карбюраторов использована вихревая тру-
ба с диффузором, характерной особенностью которой является до-
стижение достаточно глубокого разряжения в приосевой зоне.
Атмосферный воздух через фильтр 4, снабженный масляным и
фильтрующим элементом 6, проходя сопловой ввод, образован-
ный тремя лепестками 13, поступает в вихревую трубу 1 в виде
интенсивно закрученного потока. Интенсивность закрутки уп-
равляется поворотом сектора 12. При этом усики лепестков пе-
ремещаются вдоль пазов, выпиленных в секторе. Изменение ин-
тенсивности закрутки неразрывно связано в этом случае с изме-
нением степени дросселирования карбюратора. Горючее всасы-
вается создаваемым разряжением через форсунку 3 в приосевую
зону вихревой трубы, где и осуществляется его качественный
распыл. Для повышения степени турбулизации и создания допо-
лнительного источника акустических возмущений использован
турбулизатор 5, выполненный в виде радиально размещенных
299
я-я
Рис, 6.13. Вихревой карбюратор с закрытым дроссельным торцем [116]
300
цилиндрических стержней достаточно малого диаметра. Неиспа-
рившиеся крупные капли центробежными силами отбрасывают-
ся на периферию в зону повышенной температуры, где оконча-
тельно испаряются. Таким образом, качество распыла достигает-
ся как интенсивными механическими воздействиями на капли
различного характера, так и сепарацией с дальнейшим фазовым
переходом, осуществляемым при тепловом воздействии. Приго-
товленная смесь собирается в щелевом диффузоре 7, откуда че-
рез круговой улиточный сборник с фланцем 75 поступает во вса-
сывающий коллектор двигателя. Вихревой карбюратор способен
саморегулироваться, сохраняя неизменное соотношение компо-
нентов топливной смеси. Возможно и механическое регулирова-
ние путем раскрытия или закрытия лепестков, что приводит к
изменению площади проходного сечения сопел. При раскрытии
лепестков площадь проходного сечения сопел увеличивается.
При этом за счет укрепленной на секторе 72 профильной гребен-
ки 77 и пружинного рычага 9 поднимается регулировочная игла
2, увеличивая проходное сечение форсунки, т. е. расход топлива.
Гайка 10 обеспечивает необходимую предварительную установку
иглы. В нижней части карбюратора размещена поплавковая ка-
мера с тороидальным поплавком S. При эксплуатации транс-
портных средств в районах с низкой температурой зимой необ-
ходимо обеспечить хорошие пусковые качества двигателя, что
значительно облегчает эксплуатацию транспорта и повышает эф-
фективность его использования. Многие фирмы «Зенит», «Ве-
бер» и другие пошли по пути создания пусковых карбюраторов
[36-39].
Для этих целей может быть использован вихревой карбюратор
(см. рис. 6.13), за основу конструкции которого был принят ви-
хревой энергоразделитель с одним выходом потока через отвер-
стие диафрагмы, установленной в сечении, примыкающем к со-
пловому вводу. Несмотря на заметно возросшее гидравлическое
сопротивление тракта вихревой трубы этой конструкции она
имеет преимущество, играющее существенную роль на режиме
запуска «холодного» двигателя. Режим работы, когда весь посту-
пающий массовый расход компонентов отводится через отвер-
стие диафрагмы в виде «охлажденного», позволяет внутри каме-
ры энергоразделения создать зоны с существенно повышенной
температурой. При этом при отрицательной температуре на вхо-
301
де обеспечивается необходимая степень испаренности топлива
на «горячем» конце трубы, а, следовательно, повышается качест-
во смесеподготовки. Как и в предшествующей конструкции, воз-
дух из атмосферы поступает через отверстия фильтра 6, порис-
тую фильтрующую насадку 7 к сопловому вводу, формируемому
при помощи лепестков 10. Проходя сопловой ввод воздушный
поток закручивается и подается внутрь камеры энергоразделения
вихревой трубы 1. Интенсивность закрутки и расход воздуха ре-
гулируются вращением лепестков относительно оси 8. Горючее
из поплавковой камеры через форсунку 2 поступает в приосевую
зону, где интенсивно распыляется и частично испаряется. Круп-
ные капли отбрасываются на периферию в зону повышенной
температуры, где часть из них также испаряется, смешиваясь с
воздухом и формируя поток топливной смеси, турбулизируемый
дополнительно радиально расположенными стержнями турбули-
затора 16. Подготовленная смесь горючего с воздухом через от-
верстие диафрагмы 11 и патрубок 9 отводится в топливный кол-
лектор двигателя. Уровень топлива в поплавковой камере регули-
руется тороидальным поплавком 5. Неиспарившаяся часть круп-
ных капель и тяжелые фракции горючего через отверстия 17 от-
водятся в полость 18, откуда впоследствии они или выбрасыва-
ются, или утилизируются в основном карбюраторе на разогретом
двигателе. Опыты лабораторных исследований [116] показали,
что при замене штатных карбюраторов отечественных двигате-
лей, устанавливаемых на легковых машинах, удается снизить
расход горючего от 15 до 30% в зависимости от режима эксплу-
атации при сохранении характеристик по приемистости и мощ-
ности.
Разнообразное применение вихревых труб с щелевым или изо-
градиентным коническим диффузором, исследованным В.Т. Во-
ловым [43, 44], в некоторых случаях основано на отводе энергии
в виде тепла от осесимметричных деталей конструкций, разме-
щенных в приосевой зоне камеры энергоразделения [40, 112, 116,
120—122]. Интенсивность процессов определяется тепломассооб-
меном в вихревой камере, степенью турбулентности и глубиной
разряжения на оси самовакуумирующейся вихревой трубы [99,
118].
На работу вихревой трубы с щелевым диффузором сильно вли-
яет его качество [43, 44]. Одной из основных характеристик, оп-
302
ределяющих качество диффузора, является коэффициент давле-
ния £
9 А Р А) _
аЯ <6.17)
Рп ’ ' п
Ро • Уо
где индекс «О» относится к параметрам на входе в диффузор;
Е(\)) — газодинамическая функция; Р— безразмерный градиент
давления, значение которого определяется на каждом шаге ин-
тегрирования математической модели, состоящей из системы
дифференциальных уравнений [43, 44, 164]. По значению £,д
рссчитывается статическое и полное давление на входе в диффу-
зор
Л1 =
л т 1
(6.18)
Ло = Рн< Vo)[l + ~ • т-*(х0)
К т 1
(6-19)
где Рн — статическое давление на выходе из щелевого диффузо-
ра. Методика расчета диффузорного устройства щелевого типа
для закрученного потока опирается на допущение о том, что на
радиусе нулевой осевой составляющей скорости примерно рав-
ном радиусу разделения вихрей г2, статическое и полное давле-
ния принимаются равными давлениям Рд и Рд0 на входе в щеле-
вой диффузор [53]. Распределение давлений в вихревой камере
может быть рассчитано по методике, изложенной в гл. 5.
При заданных степени расширения давления и расходе сжато-
го газа зависимость оптимальной закрутки потока е от относи-
тельной ширины щели диффузора на входе, обеспечивающая ма-
ксимальное значение коэффициента давления £д, может быть за-
писана в виде р = (Гдиф/Д^о-
Характеристики самовакуумируюшейся вихревой трубы прак-
тически остаются неизменными для камер энергоразделения, от-
носительная длина которых / ~ 2-j-5. Увеличение длины приводит
к снижению эффекта охлаждения в приосевой зоне камеры. Ана-
логично влияет и внесение осесимметричных охлаждаемых объ-
ектов в приосевую зону [27] . Эквивалентное увеличение длины
зоз
камеры энергоразделения вследствие загромождения ее внесен-
ным телом
- Ju/u^.Re°-25.(A: + l)pu
'экв“ l^2kRT;.R^5.px ’
(6.20)
где Иец = (рц <7ц= djd^ — относительный диаметр вне-
сенного объекта; /ц= IJd^, Иц — скорость обтекания цилиндра;
И'ц — тепловая мощность, снимаемая с поверхности цилиндра.
Для случая постоянной тепловой нагрузки на охлаждаемом ци-
линдре (И'ц = const) можно рассчитать температуру поверхности
цилиндра
Тц=Т+И7ацГц. (6.21)
Коэффициент теплоотдачи от поверхности цилиндра ац может
быть рассчитан по критериальному уравнению
Nu/(/= 0,22 • Re»-02, Reu> 105, (6.22)
Nu/rf= 0,68 • Re»-5, Reu< 105,
где Reu= (B^rfJ/a; а — температуропроводность цилиндра; Fu —
поверхность цилиндра; T — температура потока в камере энерго-
разделения на радиусе г = гц.
6.5. Вакуумная охлаждающая ловушка
Для защиты откачиваемых объемом от попадания рабочих
жидкостей вакуумных установок в технике вакуумирования ис-
пользуются вакуумные ловушки, исключающие возможность по-
падания в откачиваемую полость паров жидкости и масла [65].
Повышение эффективности работы вакуумных охлаждаемых ло-
вушек может быть достигнуто с помощью двухдиффузорной ви-
хревой трубы с конической камерой энергоразделения [31]
(рис. 6.14). Вакуумная охлаждаемая ловушка содержит корпус 7 с
входным 2 и выходным 3 патрубками и размещенный в корпусе
1 охлаждаемый элемент 4 с каналом 5 для газообразного хлада-
гента, сообщенным с газовым автономным охладителем, содер-
жащим теплообменник-регенератор с линиями прямого 6 и об-
ратного 7 потоков, первая из которых подключена к источнику
высокого давления. Газовый автономный охладитель выполнен в
304
Рис. 6.14. Вакуумная охлаждающая ловушка
305
к линии 6 прямого потока теплообменника-регенератора и щеле-
вого диффузора 10, установленного в зоне выходной части каме-
ры 9. Охладитель снабжен коаксиальными соплами 11 и 12, рас-
положенными в зоне входа камеры 9 по ее оси. Внешнее сопло 11
сообщено с линией /обратного потока теплообменника-регенера-
тора. Внутреннее сопло 11 соединено с каналом 5 для течения га-
зообразного хладагента. Для повышения эффективности процес-
са энергоразделения и увеличения глубины охлаждения в приосе-
вой зоне вихревой камеры 9 последняя снабжена ребрами 13, раз-
мещенными в зазоре 8и закрепленными на внешней поверхности
камеры 9. Теплообменник-регенератор выполнен в виде плоской
трубчатой спирали и линия 6 прямого потока образована трубкой
14, а линия обратного потока — спиральным каналом между вит-
ками трубки 14 и зазором между камерой 9 и корпусом 1. Выход-
ная часть вихревой камеры 9 образует со стенками щелевого диф-
фузора 10 активное сопло 15, а со стенкой корпуса 1 — пассивное
сопло 16 эжектора. Ловушка кроме того снабжена теплопроводя-
щим стержнем 17, расположенным в приосевой зоне вихревой ка-
меры 9 и закрепленном на охлаждаемом элементе 4.
Ловушка работает следующим образом. При запуске сжатый
воздух из источника высокого давления подается по линии 6
прямого потока в вихревую камеру 9, причем вход воздуха в ка-
меру имеет тангенциальный характер. В результате в камере 9 об-
разуется сильно закрученный поток, перемещающийся в напра-
влении щелевого диффузора 10. В процессе энергоразделения по
аналогии с работой самовакуумирующейся вихревой трубы на
оси камеры создается зона относительного разряжения со срав-
нительно низкой температурой.
Охлажденный поток разделяется на две части. Наиболее охла-
жденные элементы газа направляются на охлаждение элемента 4,
а менее охлажденные прокачиваются эжектором через систему
охлаждения внешней поверхности камеры энергоразделения. От-
качиваемый газ, поступая в ловушку через входной патрубок,
контактирует с охлажденной поверхностью элемента 4 и на пос-
леднем выпадает конденсат воды и паров рабочей жидкости ва-
куумного насоса. Таким образом, использование надежного в ра-
боте вихревого неадиабатного двухдиффузорного вакуумного ох-
ладителя для охлаждения конденсирующего элемента ловушки
позволяет повысить надежность ее работы.
306
Глава 7
Вихревые горелочные устройства
7.1. Рабочий процесс и характеристики вихревых горелок
Аэродинамическая картина течения в камере вихревого нагре-
вателя характеризуется комплексом специфических свойств,
наиболее полно удовлетворяющих требованиям качественной
смесеподготовки: большая объемная плотность кинетической
энергии, мощные акустические колебания, высокая интенсив-
ность турбулентности, ориентированная в радиальном направле-
нии, рециркуляционные зоны, организация локализованных об-
ластей повышенной температуры. При критическом перепаде да-
вления реализуются режимы работы, при которых параметры фа-
кела практически не зависят от слабых возмущений среды, в ко-
торую происходит истечение. Поле центробежных сил и харак-
терная особенность течения обеспечивают качественное конвек-
тивно-пленочное охлаждение корпусных элементов вихревой го-
релки. Широкий спектр возможного использования вихревых го-
релочных устройств показан на рис. 7.1.
Пусковые воспламенители и горелки должны:
создавать надежный эффективный очаг пламени независимо
от климатических, высотных и скоростных условий полета;
иметь минимальные массу и габариты;
обладать достаточно большим ресурсом и высокой приеми-
стостью;
обеспечивать надежный запуск и устойчивую работу розжига-
емого или стабилизируемого объекта независимо от его темпера-
турного состояния;
307
Рис. 7.1. Классификация вихревых горелок и их применение
иметь достаточную дальнобойность и мощность факела проду-
ктов сгорания;
сочетать в процессе эксплуатации простоту с безопасностью
использования.
Наиболее полно этим требованиям удовлетворяет вихревое го-
релочное устройство, конструкция которого позволяет реализо-
вать эффект Ранка—Хилша. Достаточно подробно проработаны
вихревые горелочные устройства — воспламенители топливо-
воздушной смеси камер сгорания авиационных и наземных ГТД,
ВРД и устройства, предназначенные для генерации деждурного
факела, используемого в целях стабилизации пламени в форсаж-
ной камере сгорания турбореактивных (ТРДФ) и двухконтурных
(ДТРДФ) двигателей. Воспламенитель вихревого типа, работаю-
щий на газовом топливе (рис.7.2), состоит из: запальной камеры
1, содержащей камеру энергетического взаимодействия 2, на тор-
цевой поверхности 3 которой установлена электрическая свеча
зажигания 4.
Выходное сопло 6 примыкает к диафрагме 8 с центральным от-
верстием. Между диафрагмой 8 и камерой энергоразделения 2
размещен завихритель 5, обеспечивающий закрутку топливных
компонентов. В сопловой ввод завихрителя 5 вставлен сопловой
ввод 9 с топливной форсункой 7. Для увеличения степени подог-
308
рева компонентов и сокращения длины вихревой камеры она
снабжена развихрителем потока, выполненным в виде крестови-
ны 10. В центральное отверстие крестовины вставлена свеча зажи-
гания 4. Адиабатность процессов в камере энергоразделения дос-
тигается установкой кожуха 11, образующего вместе с корпусом 12
межрубашечное пространство, по которому протекает воздух, по-
даваемый на вход. Газодинамика процессов, протекающих в вих-
ревом нагревателе, способствует повышению качества смесеобра-
зования и создает условия, благоприятные для запуска. В процес-
се взаимодействия двух вихрей происходит организация зоны по-
вышенной температуры, расположенной в области размещения
свечи зажигания у развихрителя. Горючее в случае использования
жидкого топлива отбрасывается центробежными силами на пери-
ферию камеры энергоразделения, попадает в зону сравнительно
высокой температуры, где интенсивно испаряется.
309
Рис. 7.3. Схема вихревого воспламенителя:
1 — вихревая камера; 2 — завихритель; 3 — сопло — диафрагма; 4 — корпус; 5 —
штуцер подачи сжатого воздуха; 6 — форсунка; 7 — свеча зажигания; 8 — перфо-
рированная камера; 9 — крышка
Для исключения возможности появления отказов при перехо-
де на жидкое топливо (керосин) за счет предотвращения залив-
ки свечи и уменьшения уровня скоростей в зоне ее размещения
была установлена перфорированная камера, отделяющая свечу
зажигания от области высоких скоростей и не допускающая сто-
ка жидкой пелены на ее рабочий торец (рис. 7.3).
Основным параметром, характеризующим интенсивность
крутки потоков в вихревых горелках в некоторых работах счита-
ют величину S, представляющую собой отношение окружного
импульса к осевому,
f^p dr
S = \-------. (7.1)
JX2p dr
о
310
е)
Рис. 7.4. Прозрачные модели вихревых горелок и схемы течения потоков в них:
а — с центробежной форсункой; б — с прямоструйной форсункой; в — малога-
баритный с прямоструйной форсункой; 1 — закручивающее устройство; 2 — ви-
хревая камера; 3 — перфокамера; 4 — форсунка; 5 — имитация свечи
311
Процесс смесеобразования, неразрывно связанный с аэроди-
намической картиной, существенно зависит от интенсивности
крутки потока 5, с ростом которой возрастает степень испарен-
ности топлива, улучшаются качества распыла. Сильно закручен-
ные потоки имеют 5 >0,6. В этом случае в приосевой области
воспламенителя появляется область обратных токов, в которой
существует зона пониженных скоростей, благоприятствующая
возгоранию. Рециркуляция приводит к появлению сдвиговых
моментов, турбулизирующих поток, что интенсифицирует про-
цесс смешения, а при работающем воспламенителе способствует
энергомассопереносу в радиальном направлении, играющему ва-
жную роль в вопросе стабилизации пламени.
Визуальные исследования процесса смесеобразования при
двухфазном течении топливовоздушной смеси в вихревой каме-
ре в виде интенсивно закрученного потока, проведенные на про-
зрачных моделях вихревых горелок, выполненных из оргстекла
(рис. 7.4), выявили характерные особенности процесса — нали-
чие застойных зон жидкой фазы топлив и наиболее подготовлен-
ную для инициирования зону. Объем вихревой камеры, исклю-
чая перфорированную, может быть разделен на две области, гра-
ницы которых представляют собой коническую поверхность раз-
дела фаз. Периферийную область занимает тонкая пелена неис-
парившейся жидкой фазы топлива, образующаяся из капель,
диаметр _которых больше определенного характеристического
размера <7кр. Критический диаметр d определяется интенсивно-
стью закрутки течения 5 и плотностью топлива в жидкой фазе. В
центральной области вихревой камеры образуется вращающийся
поток, представляющий собой топливовоздушную смесь, пере-
мещающуюся от сферического торца перфорированной камеры к
выходному соплу. В сферической области вихревой горелки об-
разуется тороидальный вихрь с конфигурацией, примерно изоб-
раженной на рис. 7.4.
При подаче жидкого топлива —< керосина через струйную фор-
сунку, размещенную в сопловом вводе, совместно со сжатым
воздухом в вихревой камере образуются три характерные облас-
ти (рис. 7.5). Первая 7 — относительно прозрачная, расположен-
ная непосредственно у соплового ввода протяженностью
1{= 1,5-1-3 калибра. Величина ее возрастает с увеличением коэф-
фициента избытка воздуха.
312
Рис. 7.5. Визуальные исследования структуры течения при движении двухфазно-
го потока в вихревой камере горелки: _ _ _ _
1 - 2 - Х2, 12; 3 - %3, /3
Вторая область 2, примыкающая к перфорированной камере,
представляет собой мелкодисперсную двухфазную смесь кероси-
на с воздухом — «туман». На рис. 7.6 эта область выглядит как
оптически плотный атермичный участок 2. Многочисленные фо-
торегистрации подтвердили хорошее качество распыла, достига-
емое высокой турбулизацией потока и большой объемной плот-
ностью кинетической энергии (е = 104-Н06 (кДж/м3), в то время
как у большинства горелочных устройств других типов она не
превышает 103, кДж/м3.
Третья область 3 — оптически неплотная, представляет собой
313
Рис. 7.6. Смесеобразование в вихревой камере
жидкую пелену топлива, стекающую по торцевой поверхности на
свечу зажигания, что вызывает необходимость установки предо-
хранительного кожуха в виде перфорированной камеры.
С увеличением коэффициента избытка воздуха а протяжен-
ность третьей области уменьшается (см. рис. 7.5). Вторая зона
смещается к свече зажигания практически сохраняя свои разме-
ры в широком диапазоне изменения а. Оптически неплотная об-
ласть 1 при этом несколько возрастает. Такое перераспределение
характерных областей объясняется ростом уровня окружных ско-
ростей, интенсивности сдвиговых скоростей, повышением объ-
емной плотности кинетической энергии в вихревой камере. Се-
парация крупных капель протекает более интенсивно и оканчи-
вается в сечении, расположенном на более близком от свечи за-
жигания расстоянии. Такой же эффект вызывает и увеличение
давления на входе в сопловой ввод.
Можно отметить, что при подаче топлива через струйную фор-
сунку непосредственно в тангенциальное сопло струя керосина
эжектируется потоком сжатого воздуха. Спиралевидные жгуты
формируются непосредственно у соплового ввода. Процесс рас-
пыла топлива более качественны^. В перфорированную камеру
поступает в основном смесь распыленного в воздушном потоке
керосина. С торца перфорированной камеры срывался вихревой
поток, формирующий приосевой вынужденный вихрь, вращаю-
щийся по закону твердого тела (со = const). Из отверстия диа-
фрагмы вылетал факел в виде конуса, представляющий собой
мелкораспыленное топливо в паро-воздушном потоке.
314
ревых горелках можно сделать следующие заключения:
предпочтение следует отдать струйной форсунке, помещенной
в сопловой ввод воспламенителя;
для предохранения свечи зажигания от заливки жидкой фазой
топлива необходимо проводить дополнительные конструктивные
мероприятия;
постоянство протяженности области с мелкодисперсным со-
стоянием смеси (оптически плотная зона 2 — область «тумана»)
при изменении коэффициента избытка воздуха а, благоприятно
сказывается на диапазоне устойчивой работы воспламенителя;
смесеобразование в камере энергетического разделения вихре-
вого термотрансформатора отличается пространственной нерав-
номерностью распределения горючего (спиральные жгуты топли-
ва в жидкой фазе чередуются со спонтанно распределенными ка-
плями керосина и потока воздуха) периодического характера, что
при отсутствии перфорированной камеры может привести к ви-
брационному горению;
большая степень завихренности 5 предотвращает истечение из
отверстия диафрагмы крупноразмерных капель испарившегося
топлива;
в распыленном состоянии в вихревой камере находятся лишь
капли определенного диаметра, который обусловлен завихренно-
стью 5;
с изменением режимов работы по а меняется оптическая плот-
ность факела распыленного за воспламенителем топлива. С рос-
том а возрастают плотность факела, угол распыла и уменьшает-
-ся его длина;
спектр распыла топлива на выходе из вихревых термотранс-
форматоров более мелкодисперсен чем у центробежных и струй-
ных форсунок, что позволяет использовать их для стабилизации
фронта пламени и организации смесеобразования;
пелена жидкой фазы, располагающаяся на внутренней поверх-
ности вихревой камеры, обеспечивает надежное пленочное охла-
ждение, гарантируя возможность работы вихревых горелок с до-
статочно длительным ресурсом при высокой теплонапряжен-
ности.
Отладка рабочего процесса на газообразном и жидком топли-
ве позволила отработать взаимосвязь входного давления Р\ и
размеров основных функциональных элементов, обеспечиваю-
315
Рис. 7.7. Срывные характеристики:
1 — верхняя граница на режиме устойчивого горения; 2 — верхняя граница на
режиме запуска; 3 — нижняя граница на режиме запуска и устойчивого горения
ших надежный запуск и устойчивое горение в широком диапазо-
не изменения соотношения компонентов на входе и параметров
окружающей среды. Опыты по определению задержки запуска
вихревых горелок как на жидком, так и на газообразном топли-
вах установили, что время появления устойчивого очага горения,
т. е. время запуска т < 1 с. Запуск и устойчивая работа вихревых
горелок наблюдалась во всем диапазоне исследований:
0,2 < Р* < 1,5 МПа, 253 < Т* < 313 К.
При этом относительный расход топлива qT, при котором го-
релочное устройство надежно возгоралось и устойчиво работало,
изменялся в достаточно широких! пределах: для ацетилена 0,1 5
< а < 4,0; для водорода 0,17 < а < 6,0; для керосина 0,2 < а < 12,0
(рис. 7.7).
Эти результаты по срывным характеристикам получены при
условиях на входе 0,2 < Р{ < 12,0 МПа и = 300 К. Геометрия
воспламенителя определялась следующими размерами основных
элементов: относительная площадь соплового ввода Fc= 0,11, ра-
316
диус отверстия^диафрагмы F = 0,8; длина камеры энергетическо-
го разделения /к= 3; диаметр камеры £>к= </тр= 0,020 мм. Камера
выполнялась конической с углом раствора <р = 5°. Угол раскры-
тия выходного сопла факела составлял 14°. Торец горелки, при-
мыкающий к свече зажигания, был снабжен диффузорным уча-
стком с углом раствора <р = 30°. Внутри этого участка и размеща-
лась коническая перфорированная камера, оканчивающаяся по-
лусферической головкой со свечой и форсункой.
Причинами, вызывающими вибрационный режим горения,
могут быть: пульсации местной концентрации топлива, вызван-
ные использованием малонапорной системы подачи топлива;
близкое расположение форсунки к стенкам камеры может быть
причиной возникновения акустических колебаний, инициирую-
щих неустойчивость рабочего режима. В то же время, источни-
ком неустойчивости могут быть спиралевидные вихревые жгуты,
разрушающиеся на стенках перфорированной камеры, а также
прецессия вихря (см. рис. 3.19).
Перфорированная камера снижала уровень скоростей в облас-
ти возникновения первичного очага возгорания, а ее цилиндри-
ческий участок (/ц= 3^) позволил снивелировать негативное
воздействие прецессии и добиться достаточно стабильного запу-
ска и устойчивого горения.
Холодные продувки воспламенителя с перфокамерой послед-
ней конструкции подтвердили предсказанную теорией генера-
цию в области размещения свечи зажигания зоны с повышенной
температурой (рис. 7.8).
Для достижения максимальных эффектов подогрева необходи-
мо камеру энергетического разделения, как это и предсказыва-
лось теоретическими и опытными исследованиями вихревых на-
гревателей, выполнять длиной в девять калибров: 1К= 9. Зона, где
температура топливовоздушной смеси в 1,5 раза выше исходной,
повышает степень испаренности топлива в перфорированной ка-
мере в области, прилежащей к свече зажигания, и обеспечивает
надежность запуска воспламенителя.
На надежность запуска существенно влияет давление в облас-
ти инициирования первичного очага горения, что обусловлено
ростом концентрации вещества. При заданном давлении на вхо-
де в сопло закручивающего устройства вихревой горелки измене-
ние давления в зоне первичного очага определяется отношением
317
характерных площадей проходных сечений FJFC — площади от-
верстия диафрагмы к площади соплового ввода. Отношение от-
меченных площадей при фиксированном давлении на входе Р[
определяет гидравлику вихревой камеры, расходы компонентов
через вихревую горелку, а следовательно, и мощность генериру-
емого факела. С ростом отношения F&/Fz (рис. 7.9) давление в
перфорированной камере Р’к падает, что может быть объяснено
ростом степени расширения в вихре nJ. Результаты, приведенные
на рис. 7.9, могут использоваться при расчете вихревых горелок
для определения давления перед форсункой, гарантирующего ка-
чественный распыл топлива. Знать давление в перфорированной
камере важно и для воспламенителя, запуск которого осуществ-
ляется за счет организации теплового возгорания — самовоспла-
менения. Это связано с тем, что интенсивность самовозбуждения
и протекания экзотермических окислительных реакций сущест-
венно зависит от концентрации вещества, возрастая с ростом по-
следней. Как следует из рис. 7.10 для получения заданного дав-
ления Р^или перепада Р‘/ Р^ достаточно поддерживать по-
стоянным отношение Fa : Fc = idem, а это достигается одинако-
вым по знаку воздействием на Fc и 7^.
Холодные продувки вихревых горелочных устройств позволи-
ли установить соотношение геометрических и режимных параме-
тров, обеспечивающих при заданных условиях на входе достиже-
318
Рис. 7.9. Зависимость оптимального отношения площадей от давления (а) и сте-
пени расширения в перфокамере (б)
Рис. 7.10. Зависимость геометрических параметров воспламенителя, обеспечива-
ющих критическое истечение
т;= 295 К; Р;= 0,45 МПа; 1= 9 ; < < *^(1); < > <р (II); 1 - теория; 2 - экс-
перимент
ние максимального эффекта подогрева 0* и критического режи-
ма истечения факела из отверстия диафрагмы. Результаты опы-
тов, как следует из номограммы на рис. 7.10, свидетельствуют о
том, что максимальный эффект подогрева достигается в области
Fc > 0,11 и 7Л > 0,8. Линия II отделяет область реализации крити-
319
ческих режимов истечения из отверстия диафрагмы от докрити-
ческой I. Для достижения критического режима работы вихревых
горелок часто приходится жертвовать эффектом подогрева. Но и
в критической области есть режимы, где 9* близка к 1,4. Это
0,6<7^<0,7 и 0,1 <Fc <0,13. Сравнительно высокие эффекты
подогрева позволяют компенсировать отрицательное влияние на
качество распыла повышения вязкости, вызванное снижением
температуры. Климатические испытания подтвердили надежный
запуск вихревых воспламенителей при температуре компонентов
на входе Т\* >218 К. И при такой отрицательной температуре
(/ = —55 °C) время запуска практически не превышало 1 с.
Успешный запуск вихревых горелок и воспламенителей, рабо-
тающих на жидком топливе в основном определяется условиями
в перфокамере и гарантируется рабочим диапазоном соотноше-
ния площадей проходных сечений отверстия диафрагмы и сопло-
вого ввода. На рис. 7.10 показаны экспериментально полученные
соотношения, позволяющие в_процессе проектирования выби-
рать сочетание размеров <7Д и Fc, обеспечивающих стабильность
запуска. Область устойчивого запуска ограничена линиями 7 и 2.
Режимы, лежащие выше кривой 7 характеризуются пониженным
давлением в перфорированной камере и, как следствие ухудше-
нием процесса запуска. Нижняя граница (кривая 2) зависимости
рассчитанная в работе [11], определяет достижение критическо-
го режима истечения из отверстия диафрагмы. В полете граница
устойчивого запуска зависит от отношения давления на входе в
воспламенитель к давлению в камере сгорания nJ = Pj/P*. Для
верхней границы устойчивого запуска: nJ = 2, m — Рл/Рс « 2,5.
Нижняя граница nJ = 5, m « 5,0. С ростом безразмерного параме-
тра m возрастает необходимый перепад давления, обеспечиваю-
щий устойчивый запуск вихревого горелочного устройства.
На устойчивость запуска влияет и относительный объем пер-
форированной камеры сгорания £1 = , где Пк — объем ка-
меры энергоразделения; Qn — объем перфорированной камеры.
Как показали опыты, для воспламенителей Qn > 1,75. С ростом
уменьшается уровень скоростей в перфорированной камере, что
способствует генерации стабильного очага возгорания.
Исследования влияния диаметра центрального отверстия пер-
форированной камеры показали, что он должен быть примерно
равен диаметру отверстия диафрагмы. Это способствует созда-
320
нию приосевого вихревого огненного жгута продуктов сгорания.
Диаметр и форма отверстий на боковой поверхности перфориро-
ванной камеры существенного значения не имеют. Определяю-
щее влияние оказывают развихрители, устанавливаемые перед
отверстиями..Рекомендуется суммарную площадь проходного се-
чения отверстий на боковой поверхности выбирать из условия
Фп= Фп/^к « 1^2,
где Фп — суммарная площадь проходного сечения отверстий на
боковой поверхности перфорированной камеры; FK — площадь
поперечного сечения перфокамеры.
Отработанная модель перфокамеры (рис. 7.11) представляет
собой осесимметричную конструкцию из двух сопряженных усе-
ченных конусов, переходящих в цилиндрический участок. В ме-
сте перехода большего усеченного конуса в цилиндр установлен
гофрированный пояс с цилиндрическими центрирующими поя-
сками, обеспечивающими необходимую точность установки пер-
фокамеры и предотвращающие вибрацию ее конического участ-
ка. Гофры играют роль развихрителя, помогая достигать достато-
чно высоких эффектов подогрева при сравнительно малой отно-
сительной длине камеры энергоразделения 3,0 < /к < 6,0. Харак-
терные размеры перфокамеры, представленные в величинах, от-
несенных к определяющему размеру — диаметру камеры энерго-
разделения на входе d^. Наружный диаметр цилиндрического
участка </3= 1,73, при толщине стенок 5 = 0,5 мм. Наименьшие
диаметры конусов: малого — 0,5, большого —_d2= 1,36. От-
носительные длины: цилиндрического участка — /3= 1,0, малого
конуса — /]= 1,45, большого конуса — /2= 1,0-г1,1. На границе
перехода большого конуса в малый выполнено 4 симметрично
расположенных отверстия диаметром 2 мм. У большого основа-
ния вблизи от гофр также выполнено 4 отверстия, смещенных на
угол р = 45° по отношению к первому ряду. Их диаметр тоже ра-
вен </= 2 мм. Аналогичная серия из 4-х отверстий (d = 2 мм) вы-
полнена и на цилиндрическом участке, за гофрами. Отверстия на
конусе отстоят от его торца малого диаметра на расстоянии
/3= /3/2, а отверстия на цилиндрической поверхности перфока-
меры на расстоянии /4= 1-J2. Втулка с гофрами устанавливается
перед фланцем с диаметром dk на цилиндрическом пояске и име-
ет конфигурацию, показанную на рис. 7.11.
321
Рис. 7.11. Конструкция перфорированной камеры
1 — холодный режим; 2 — режим горения
Ограниченность на борту запаса сжатого воздуха при исполь-
зовании автономного источника (баллонная система) вызывает
необходимость учета его расхода на всех режимах вихревого го-
релочного устройства. Расход сжатого воздуха существенно ме-
няется при переходе с режима запуска на режим устойчивого го-
рения (рис. 7.12).
Это объясняется ростом противодавления в камере энергораз-
деления, которое наступает после запуска. Повышение давления
обусловлено ростом температуры в камере и уменьшением рас-
322
хода через отверстие диафрагмы вследствие снижения плотности
тока. Представленные графические зависимости позволяют на
этапе проектирования предварительно задаться необходимым ко-
эффициентом избытка воздуха, обеспечивающим на режиме ста-
ционарного горения реализацию режима работы воспламените-
ля, удаленного от границ срыва пламени.
7.2. Самовоспламенение в вихревых горелках
В камере энергетического разделения вихревого горелочного
устройства при работе на режиме без горения создаются зоны,
температура в которых на 40—60% превышает исходную. Этот
факт может быть использован для организации теплового возго-
рания без привлечений внешнего источника энергии — свечи за-
жигания. В вихревых нагревателях тепловое возгорание должно
наступать при температуре на входе Г,* в 0’ раз меньше, чем тем-
пература самовоспламенения. Тогда условия безыскрового запу-
ска вихревой горелки должно определиться неравенством
т;- е; > тс,
где Тс — температура самовоспламенения топлива в среде окис-
лителя при заданном давлении и соотношении компонентов.
В соответствии с теорией теплового взрыва Семенова [141,
175] воспламенение может произойти лишь тогда, когда имеет
место равенство скоростей тепловыделений от химической реак-
ции и теплоотдачи от объема, ограничивающего начальный очаг
протекания реакций, в окружающую среду. Скорость тепловыде-
ления в объеме Q составляет
q = QWQ,
где Q — теплота реакции; Q — объем; W — скорость протекания
реакции.
В соответствии с законом Аррениуса
Е
W = к$а'е RT,
где Е — энергия активизации, кДж; а — концентрация вещества
в текущий момент времени, моль/м3; к0 — константа скорости
химической реакции в начальный момент времени; i — показа-
тель степени, равный порядку реакции.
323
В потоке газа продукты реакции непрерывно уносят из зоны
реагирования тепло в количестве
<7о= СГСРГ(Г- То),
где GT — расход газа; Срг — теплоемкость продуктов сгорания при
температуре нагретой смеси; Т — температура нагрева смеси, К;
То — начальная температура, К.
Если тепловыделение в результате развивающейся в потоке хи-
мической реакции превышает теплоотвод (q > q0), то по мере
движения смеси ее температура возрастает, обеспечивая увеличе-
ние скорости протекания реакции и возникновение теплового
взрыва [169].
Реальные условия протекания процесса в перфорированной
камере вихревой горелки сопровождаются неравномерностью
полей скорости температуры и давления, что делает аналитичес-
кое прогнозирование его характера несколько условным. Един-
ственный путь — постановка целенаправленного опыта. Они бы-
ли проведены на вихревом нагревателе, тщательно изолирован-
ном асбестовым шнуром. При работе на жидком топливе целесо-
образно учесть влияние на процесс тепла, затрачиваемого на ис-
парение. Результаты расчетов и опытов показаны на рис. 7.13.
Значения температуры самовоспламенения Тс и температуры
поверхности, вызывающей воспламенение данного горючего Тп,
взяты из работы [132]. Впрыск керосина Т-1 снижает температу-
ру нагретого потока, причем с ростом температуры это снижение
увеличивается. Это вызвано тем, что горючее Т-1 состоит из раз-
личных фракций, кипящих каждая при определенной температу-
ре. Чем выше температура нагретого потока, тем большее число
фракций перейдет в газообразное состояние. При определенном
значении относительной доли охлажденного потока кривые
Т=Дц) пересекают линии Тс = const и Тп = const. Это говорит о
том, что при этих режимах возможны случаи возникновения са-
мовоспламенения Тг > Тс, или возгорание от нагретой поверхно-
сти, если Тт > Тп. В вихревом нагревателе возникает вначале пер-
вый случай. На количество испарившегося топлива существенно
влияет относительный расход охлажденного потока ц. При тем-
пературе на входе = 473 К у противоточной вихревой трубы
весь керосин будет испарен на режимах ц > 0,53. При температу-
ре на входе = 293 К в камере энергоразделения практически
324
Рис.7.13. Влияние вспрыска топлива на температуру нагретого потока:
а — противоточной; б — двухконтурной; т.' = 0,4 МПа; 1 — Т,'= 473 К, g_= 0;
2 — Т;= 473 К, g = 0, 06765; 3- 7\'= 493 К, £= 0; 4- 7\'= 493 К, g,= 0,06765
на всех режимах будут присутствовать как газообразная, так и
жидкая фазы.
При движении топливной смеси температура самовоспламене-
ния повышается. Это вызвано ростом теплоотвода от первично-
го очага возгорания. По данным [132] для газа она возрастает
примерно на 100 К.
Для снижения температуры самовоспламенения необходимо
предельно повысить эффекты подогрева масс газа, достигаемые
в локальных областях, расположенных в зоне размещения пер-
фокамеры. В обычных конструкциях вихревых энергоразделите-
лей безразмерные эффекты подогрева 0* = Т*/Т* не превышают
1,4. Специальным образом спрофилированная геометрия вихре-
вой камеры однорасходного вихревого энергоразделителя, пред-
назначенного для организации самовоспламенения (рис. 7.14),
позволила заметно повысить эффекты подогрева. Результаты хо-
лодных продувок оптимизированного по геометрии профиля ви-
хревой камеры (рис. 7.15) показывают, что на некоторых режи-
мах эффекты подогрева достигали практически 60% температуры
сжатого газа на входе в сопловой ввод устройства. Падение эф-
фектов подогрева с ростом температуры на входе обусловлено
325
Рис.7.14. Геометрия камеры с максимальными эффектами подогрева
Рис. 7.15. Эффекты подогрева в вихревой камере в зависимости от давления (а)
и температуры (б) на входе: _ _
т;= 0,6 МПа; Гвх= 293 К; Fc= 0,2; Т = 0,9; L = 5
некачественной термоизоляцией вихревой камеры, сопровождав-
шейся заметными потерями энергии в окружающую среду.
С помощью результатов «холодных» продувок можно показать,
что расчетная ожидаемая граница самовоспламенения Т\* в вих-
ревом воспламенителе расположена ниже теоретической (Тс) на
е; = тс/т; (7.2)
во всем диапазоне исследованных давлений на входе. Экспери-
ментальные результаты (рис. 7.16) подтверждают расчетные дан-
326
Рис. 7.16. Границы самовоспламенения в камере вихревого термотрансформато-
ра для ацетилена (а) и керосина (б):
1 — граница самовоспламенения; 2 — расчетная граница; 3 — эксперимент
ные. Для ацетилена опытные данные практически совпадают с
результатами расчетов, учитывающих эффекты подогрева. Для
керосина опыты дают более высокое значение температуры теп-
лового возгорания по сравнению с расчетным прогнозом для ке-
росино-воздушной смеси в камере энергоразделения. Расхожде-
ние может быть объяснено необходимостью предварительного
испарения топлива, вводимого в жидкой фазе, на что расходует-
ся часть энергии. Вихревые воспламенители с самовоспламене-
нием могут быть использованы как устройства, обеспечивающие
надежный запуск камер сгорания ГТД, например, контура двух-
контурного воздушно-реактивного двигателя (ТРДД). При этом
целесообразно использовать перепад давления за компрессором
первого контура и вентилятором второго. Температура сжатого
воздуха за компрессором у современных ТРДД составляет
Т* > 700 К, а это позволяет организовать самовоспламенение, ес-
ли перепад давления между контурами л > 3 [177].
Типичная конструкция вихревого воспламенителя показана на
рис. 7.3. Вихревая камера 1 выполняет функции жаровой трубы,
в которой происходит частичное, а на некоторых режимах и по-
лное сжигание топливо-воздушной смеси. Сжатый воздух посту-
пает через сопловой ввод 2 закручивающего устройства в полость
327
Рис. 7.17. Воспламенитель с эжекторным увеличителем мощности
вихревой камеры 1. Диафрагма 3 с центральным отверстием, об-
разующим сопловой выход продуктов сгорания, установлена в
корпусе 4, к которому приварен штуцер подвода сжатого газа 5.
Топливная форсунка 6 и свеча зажигания 7 установлены в полу-
сферической крышке 8. Последняя крепится фланцевым соеди-
нением к корпусу 4, закрепляя в нем и перфокамеру 9. Другая
модель воспламенителя (рис. 7.17) отличается от предшествую-
щей лишь установленным на выходе из вихревой камеры вторым
закручивающим устройством подачи дополнительного топлива и
эжекторным увеличителем мощности. Это позволяет при мини-
мальном расходе сжатого газа за счет эжекционных возможно-
стей первичного факела существенно увеличить общую поджига-
ющую мощность результирующего факела воспламенителя. Оки-
слителем служит вторичный воздух основной камеры сгорания,
поступающий в камеру дожигания эжекторного увеличителя
328
Рис. 7.19. Стендовые испытания вихревого воспламенителя
мощности через отверстия в корпусе и перфорацию в камере до-
жигания. На рис. 7.18 показан внешний вид, а на 7.19 — лабора-
торные испытания одного из разработанных воспламенителей.
Вихревые воспламенители, создавая в вихревой камере с по-
мощью эффектов перераспределения энергии зоны с существен-
но повышенной на 50—60% исходной температурой, могут обес-
печить надежный устойчивый самозапуск и запуск основной ка-
меры сгорания при работе на вязком топливе (типа керосин Т-6)
329
в высотных условиях, т. е. при достаточно низкой температуре
компонентов на входе (—55</<0°С) и пониженном давлении
воздуха в окружающей среде.
Исследования, проведенные в термобарокамере, позволяли
имитировать климатические условия до высоты Н— 16,0 км. С
учетом того, что при высотных условиях температура сжатого
воздуха за компрессором при адиабатном сжатии и степенях по-
вышения давления л* > 10 выше 300 К, в опытах температура
сжатого воздуха на входе в воспламенитель поддерживалась по-
стоянной и равной 300 К. Температура топлива изменялась от
исходной Т= 298 К до атмосферной на соответствующей высо-
те. Пределы изменения температуры составляли 218 < Т‘ < 298 К.
В опытах температура понижалась на 5 К и запуск повторялся.
Запуск регистрировали визуально по факелу продуктов сгорания
и приборами по скачку давления и температуры. После запуска
воспламенителя фиксировалась стабильность его работы без
срывов в течении 30 с. Время запуска не превышало заданных
норм и практически составляло 1 с. Во всем диапазоне измене-
ния параметров окружающей среды и температуры топлива на
входе воспламенитель работал без срывов и низкочастотных
пульсаций. С уменьшением температуры отмечалось повышение
давления топлива, при котором происходил надежный запуск с
Р = 0,35 МПа при Т= 298 К до Р = 0,5 МПа при Т= 218 К, что
очевидно обусловлено повышением мелкости распыла, вызван-
ной увеличением перепада давления на форсунке. Проведенные
испытания позволяют сделать следующие выводы: доказана воз-
можность организации рабочего процесса вихревого воспламе-
нителя на вязком топливе при значительном снижении его тем-
пературы на входе; воспламенитель КС вихревого типа подтвер-
дил работоспособность при продувке в барокамере на режимах,
соответствующих высоте полета до 16 км; опыты показали высо-
кую устойчивость горения, надежный запуск при достаточно ни-
зких отрицательных температурах, что позволяет рекомендовать
вихревые горелки к внедрению как устройства запуска КС ГТД,
работающих на газообразном топливе и используемых в качест-
ве силовых установок нефтегазоперекачивающих станций в усло-
виях Крайнего Севера.
Критическое истечение факела продуктов сгорания, происхо-
ззо
г
Рис. 7.20. Факелы продуктов сгорания на различных режимах работы воспламе-
нителя:
а = 1,5 (А); 0,95 (5); 0,9 (В); 0,82 (Г)
331
Рис. 7.21. Устойчивость и протяженность вихревого огненного жгута
(Фото Ш.А. Пиралишвили)
дит с трансзвуковой скоростью 1,0<М<1,2. О сверхзвуковой
скорости на выходе можно судить по бочкообразным формам
факела продуктов сгорания, истекающего из отверстия сопла
диафрагмы вихревой горелки воспламенителя (рис. 7.20).
Вихревые горелочные устройства с запуском на основе самовос-
пламенения могут быть использованы для организации аэродина-
мической стабилизации фронта пламени на стержневых вдуваемых
радиально интенсивно закрученных струях — огневых жгутах фа-
кела продуктов сгорания [162, 177, 191]. Одно из свойств вихревых
горелок — устойчивость вихревого огневого жгута — факела про-
дуктов сгорания (рис. 7.21, 7.22) может быть с успехом использо-
вано в энергетике для пуска топочных устройств различных агре-
гатов, в том числе и для запуска камер сгорания ГТУ. В экспери-
ментах длина огневого жгута составляла 1,5—2 м при габаритах вос-
пламенителя 070, длине 150 мм, давлении сжатого воздуха 0,6
МПа, температуре на входе 293 К, расходе сжатого воздуха 15 г/с
и коэффициенте избытка воздуха а = 2.
На базе вихревых нагревателей и однорасходных вихревых
труб создан ряд конструкций плазматронов [33] технологическо-
го назначения, электрогазовых горелок и горелок для погружно-
го горения. В работе [196] показано, что применение закрутки
332
Рис. 7.22. Волновые процессы в огненном жгуте (Фото Ш. А. Пиралишвили)
потока позволяет повысить термодинамическую и экономичес-
кую эффективности процесса газопламенной резки материалов.
Полученные в экспериментах расходные и срывные характери-
стики подтверждают надежность работы вихревых горелок и вос-
пламенителей в достаточно широкой области изменения коэф-
фициентов избытка воздуха как по «верхнему», так и по «нижне-
му» срывам. Расходы компонентов изменяются при переходе с
«холодного», без горения, на «горячий» режимы работы. При
этом существенно снижается расход сжатого воздуха, особенно
если работа осуществляется при коэффициентах избытка воздуха
а > 2. Рассмотренные примеры позволяют сделать вывод о дос-
таточно больших возможностях применения вихревых аппаратов
в энергетических установках, подтверждением чего могут слу-
жить поля температур продуктов сгорания, измеренные на раз-
личных режимах работы (рис. 7.23).
7.3. Методика расчета вихревых горелок и воспламенителей
Данные теоретико-экспериментальных исследований позволи-
ли разработать методику расчета вихревых горелок, цель кото-
рой — определение основных геометрических размеров и режим-
ных параметров, обеспечивающих надежный запуск как самого
вихревого устройства (горелки, воспламенителя), так и запускае-
ззз
Рис. 7.23. /’,* = 0,6 МПа; 7/= 295 К; Рг’= 0,6 МПа; Т= 273 К; F = 0,11; 7Д= 0,5;
/к= 5,5; диаметр выходного отверстия сопла диафрагмы 10 мм, угол раскрытия
сопла 1,4°; топливо — авиационный керосин; а = 1,5 (о); 0,95 (б); 0,9 (в); 0,82 (г)
мой камеры сгорания. Характерная конструкция устройства
показана на рис. 7.24.
Обычно задаются: потребная огневая мощность воспламените-
ля, параметры сжатого воздуха (6вдоп — расход, г/с; Р* — давле-
ние, МПа; — температура торможения, К); вид топлива, его
характеристики и параметры состояния, давление топливо—воз-
334
в
Рис. 7.24. Расчетная модель типичной конструкции вихревого воспламенителя
душной смеси в разжигаемой КС на земле Рк и на режиме авто-
ротации масса, габариты воспламенителя, размеры
и конструкция стыковочного узла.
Расчитываются геометрические размеры основных деталей и
узлов воспламенителя при его работе на критическом режиме ис-
течения продуктов сгорания, среднемассовая температура факе-
ла, коэффициент эжекции. В последнем случае в техническое за-
дание должны входить и параметры Р*, Т* эжектируемого возду-
ха, которым обычно служит вторичный воздух. Чаше всего из ис-
ходных данных известны марка горючего и потребная тепловая
мощность факела пускового устройства N$. Тогда расход топли-
ва, кг/с, может быть найден из выражения
G = N^Hu (7.3)
где Ни — теплота сгорания топлива, а £ — полнота сгорания.
Потребный расход воздуха
GB= <*L0GT, (7.4)
где Lo — стехиометрический коэффициент, который определяет-
ся родом топлива. Для керосина Lo « 14,8 кг воздуха/кг топлива.
335
Достаточно большой запас устойчивой работы вихревых горе-
лок по коэффициенту избытка воздуха (0,2 < а < 12) позволяет
выдержать известные рекомендации по оптимальному для запус-
ка значению а [69, 107], 0,8 <а < 1,1. Удобно для простоты рас-
чета считать а= 1. Что касается коэффициента полноты сгора-
ния £, то для воспламенителя равенство его единице ухудшает
поджигающую способность факела из-за практического отсутст-
вия активных центров.
С помощью исходных данных, а также выражений (7.3) и (7.4),
рассчитывается потребный расход сжатого воздуха С?впот. При
этом могут быть получены два случая 6ВПОТ < GB доп, 6ВПОТ > 6ви
G < G , G > G .
в пот в’ в пот в
В первом случае, когда заданный заказчиком допустимый рас-
ход сжатого воздуха оказывается больше потребного, необходимо
вести расчет и проектирование вихревого воспламенителя без
эжекторного увеличителя мощности (см. рис. 7.24).
Среднемассовая температура поджигающего факела на выходе
из воспламенителя [7]
+ 1V ’
I L )
где Е — степень испаренности топлива; Спр — среднемассовая те-
плоемкость продуктов сгорания на выходе из сопла диафрагмы
воспламенителя.
Потребная скорость истечения продуктов сгорания [11]
g = £ф/Я = (рж>ф)/(рк2)> (7-6)
где g— проникающая способность факела; S*=Pnpl^>2/2 — скоро-
стной напор факела продуктов сгорания, кг/(м2- с); g = р И2/2 —
скоростной напор сносящего основного потока в запускаемой
камере сгорания, кг/(м2- с).
Так как режим истечения поддерживается критическим, то
J2A- ~
pW*- (7.7)
Лпр 1
336
Потребное давление сжатого воздуха
Рв* = Ркп, (7.8)
где Рк — давление в запускаемой камере сгорания; л* — степень
расширения газа в вихревом воспламенителе.
При запуске двигателя на режиме авторотации Рк определяет-
ся как Рк‘=f(M, Н), где М — скорость полета; Н — высота поле-
та на режиме авторотации.
Для обеспечения критического истечения продуктов сгорания
из выходного сопла воспламенителя степень расширения давле-
ния в камере энергетического разделения будет определяться со-
отношением
' л‘ = Рв7рк>(Рд/Гс) + 0,5. (7.9)
Очевидно, что с ростом высоты полета Н значение л* увеличи-
вается. Рост скорости полета М приводит к снижению л* из-за
увеличения Рко. Давление сжатого воздуха Р* пот должно обеспе-
чивать критическое истечение газа из отверстия сопла диафраг-
мы во всем заданном диапазоне высот и скоростей полета.
Среднемассовая температура воздуха в перфорированной ка-
мере воспламенителя
(7.10)
где Cr*K= f(T*, п*, Fc, 7а, Ц) — относительный подогрев газа в
перфорированной камере. Значение ориентировочно выби-
рается по заданным значениям температуры сжатого воздуха на
входе в сопловой ввод воспламенителя Т* = Г/ и рассчитанным
л’, Fc, 7а из экспериментальных графиков, л* = Р(7РН, Рн — дав-
ление среды, в которую происходит истечение. В предлагаемой
методике Ри= Рк на земле или Ри= РК0(Л/, И) в полете. Приведен-
ные на графиках характеристики были получены при условии
Рн« 0,1 МПа, л* ~ Р*х = Р*. Площадь соплового ввода рассчиты-
вается по известному уравнению расхода в предположении кри-
тического истечения из сопла завихрителя
337
где
Jk + \
к( У3*.
( к + 1У-1
*=ЬН
к - 1,2V-1 .
R I 9
£ + 1 в;
кв — безразмерная скорость воздуха в сопловом вводе; q — газо-
динамическая функция.
Диаметр камеры энергетического разделения в сечении сопло-
вого ввода
Дс = <Ар = \l4Fc/nFc,
где Fc= Fc/Fk, Fk — площадь камеры энергетического разделения
в сечении соплового ввода Fk =
По результатам продувок Fc рекомендуется выбирать в преде-
лах 0,09 < Fc < 0,13. Это позволит обеспечить режим критическо-
го истечения из отверстия диафрагмы при сохранении высоких
значений эффектов подогрева топливо-воздушной смеси в пер-
форированной камере воспламенителя. Относительный радиус
отверстия диафрагмы ra = где Fa— выбирается из условия
обеспечения ранее приведенного соотношения.
Тогда га = га • г, = /j Д = [Dk Д)Д
Высота соплового ввода h - y/Fc/2n, где п — число каналов со-
плового ввода. Ширина соплового ввода 5= FJnh. Относитель-
ную длину вихревой камеры рекомендуется выбирать в пределах
3 < /к' < 9. Если позволяют условия размещения для достижения
возможно больших эффектов в подогрева топливо-воздушной
смеси, длину вихревой камеры следует увеличить до 7 < /к' < 9.
Перфокамеру рассчитывают на базе перечисленных выше от-
носительных соотношений; характерные диаметры_— т/,= ОД
J2= 1,36Д3= 1,73, dms= 2 мм; характерные длины — 1Х= 1,45, /2=
1,0-i-l, 1, /3= 1,0; толщина стенки 5 = 0,5 мм. Отверстия выполня-
ются, как показано на рис. 7.24, со смещением на угол р = 45° в
одну и другую стороны от первоначальной серии из 4-х отвер-
338
стий расположенных на конце взаимно перпендикулярных диа-
метрах сечения. Перфокамеру изготавливают из жаропрочного
сплава, например ЭИ 435.
При расчете варианта с эжекторным увеличителем мощности
расход пассивного эжектируемого воздуха
СВ2=Св-ЧДоП, (7.12)
где Св2 — потребный расход сжатого воздуха из условия обеспе-
чения стехиометричности протекания реакций; 6ВД0П— допусти-
мый по техническим условиям на разработку расход сжатого воз-
духа.
Тогда коэффициент эжекнии
«=^в2/Свдоп. (7.13)
Отличие от предшествующего состоит лишь в том, что после
расчета основных элементов воспламенителя по изложенной вы-
ше методике рассчитывают эжекторный увеличитель мощности.
На начальном этапе расчета воспламенителя по известному
допустимому расходу <7ВД0П определяют расход основного топли-
ва, подаваемого через форсунку в вихревую камеру или в перфо-
камеру
Gro= Свдоп/аЛо. (7.14)
Затем по расходу топлива, найденному из условия обеспечения
необходимой тепловой мощности, и по расходу топлива основ-
ному (7.13) ищется расход дополнительного топлива, подаваемо-
го в эжекторный увеличитель мощности
6ТД=(7Т-6ТО. (7.15)
Расчет эжектора состоит в определении предельных значений
высоты Н и скорости полета М, до которых обеспечивается не-
обходимая мощность воспламеняющего факела для заданных
расхода сжатого воздуха и его параметров Р{, Т{. Рассчитывают
так же среднюю температуру факела и геометрические размеры
эжектора. Расчетная схема эжектора показана на рис. 7.25.
Система расчетных уравнений
339
Рис. 7.25. Расчетная схема эжектора
Ту _ 1 + Л0 + о
тГ (” + 9 ’
z (х3) yl(n +1)(1 + «е + е) = z ) + «То • z (х2);
Ру 1(п + 1)(1 + пв + су) д(Х1)
р;~\ 1 + 1/7 \(М:
П = 1
nofje ?(М’
(7-16)
где «1» — параметры эжектирующего газа, «2» — параметры эже-
ктируемого газа, «3» — параметры в камере смешения
G :
GpiJi
6 = Д-
7]
£г2 — коэффициент полноты сгорания дополнительного топлива.
При выводе системы (7.16) можно пренебречь зависимостью
теплоемкости от температуры. Введем коэффициент усиления
мощности факела
= СруТу (G!X + Ga2) = Д
gpj;gx cpi т;у 7 тг 7
340
Из (7.16) и первого уравнения системы (7.15) имеем
г] = 1 + nQ + о. (7.18)
Введем
a' = HU^3/(^a2CpT;), (7.19)
откуда о = по'.
Тогда выражение (7.19) упрощается
« = (о'-(2)~1. (7.20)
Учитывая работу воспламенителя на критическом режиме, за-
пишем Х]=1, тогда второе уравнение системы (7.16)
Z (Х3) AJ(n + l)(l + nO + o) = 2 + nVo • Z (Х2). (7.21)
Давление газа в камере смешения
Р3 _ (и + 1)(1 + пв + у) g(Xi)
Рг \ + ‘ <№'
Геометрический параметр f определяем из выражения
ч{^г)
л0п4в ?(Xi)
(7.23)
Перепишем систему (7.16) в преобразованном виде
Д- - + ^.+ Q (или г| = 1 + п0 + о);
” + 1)
Z (Х3)^(п+1)(1 + п0 + о) = 2 + пТё • Z(X2);
Р3 _ I(n + l)(l + n0 + o) q(ki)
р;~\ i + 1/f ‘?(х3)’
7 = ?(^2)/[л0Л79-?(Х1)]-
(7.24)
Система уравнений (7.24) незамкнута. Для ее замыкания сле-
дует ввести условие Х2= 1,0, что позволяет записать два дополни-
тельных выражения:
341
J
ло L?(vi)
9(^2)
nQ =
1
где z(k) и q(k) — газодинамические функции.
Условие запирания эжектора (л0 мп) п = О, Х2= 0 определится
из выражения
1
7Т =
о зап
Л + IV-I 1 1
~T~J 7z(^)-2
(7-25)
Приведенная система уравнений с учетом исходных данных и
результатов расчета безэжекторной части воспламенителя позво-
ляет получить предельные параметры сжатого воздуха и топлива,
обеспечивающие заданную мощность факела на определенной
высоте и скорости полета, а также определить основные геомет-
рические размеры эжекторного увеличителя мощности.
Мощность N$ факела может быть определена исходя из задан-
ного значения а
V GBHu ^Lo. (7.26)
Средняя температура факела на выходе из сопла воспламени-
теля
(7.27)
где
Т -Т
<7т
(7.28)
В выражении (7.28) т — время пребывания топлива в зоне ис-
парения; Jnp — среднемедианный диаметр капель спектра распы-
ла топлива по Проберту; Тг — температура газа в зоне горения;
Тр — равновесная температура испаряющейся капли топлива.
Значения т и d колеблются в пределах т~ 0,01—0,05 с; Jnp (по
Проберту) -8—18 мк [170]. Принимая среднемассовую темпера-
туру в зоне горения Тг равной 1500 К, а равновесную температу-
ру Тр испаряющейся капли керосина равной 503 К [11], из (7.28)
342
можно получить, что Е = 0,59 или Е = 59%. В этом случае прира-
щение температуры факела составит ДТ^* = 1,3 • 103 К. Если Т*
на входе задано и составляет 300 К, то среднемассовая темпера-
тура факела при этом составит = 1600 К. Характерный диа-
метр вихревой камеры
4р = №c/nFc, (7-29)
где Fc= GB TR/(KqPR), тогда
+ 1 ( -> к - 1 Y|l/(*
ч = К 1-а.в-г-4 • (7.зо)
^в|_2<в£ + 2> v
Если работа воспламенителя на сжатом воздухе к= 1,4, а без-
размерная скорость Хв= 1,0, то К= 0,07, q = 1,01. Давление Р* в
(7.30) равно
р; = л-рк. (7.3D
На режиме авторотации Рк =f(h,M)
Рк = Pcr(h)^l + —^—М2 j (7.32)
Приняв М =0,8, h= 10 000 м и, воспользовавшись данными
стандартной атмосферы, получим Рк= 110,2 кПа. Число л* най-
дем по выражению (7.9). В соответствии с рекомендациями
Fc = 0,1, FK = 7К2 = 0,5 • 0,5 = 0,25 получим из выражения (7.9), что
л* = 3, тогда для Р* = п Рк Р* = 330,6 кПа.
Таким образом, все необходимые данные для расчета вихрево-
го воспламенителя определены.
7.4. Алгоритмы и примеры расчетов по ним вихревых
воспламенителей
Исходные данные расчета: окислитель—воздух, топливо—ке-
росин, G = 0,04 кг/с, Рв’= 0,3 МПа, Т'= 300 К, L = 14,8 кг возд./
кг топл, Хвозд= 0,03 Вт/(м К), а =1,0, £ = 0,95, Ср1г= 1,2
кДж/(кг К), Р]= 806 кг/м3, ут= 0,806; 3^.= 0,15 Вт/(м • К), <?т= 220
343
кДж/кг, Срсм = 1,5 кДж/(кг • К); h- 10 000 м; Ни = 43 000
кДж/кг; Т= 503 К; К = 1,4.
Оптимальные соотношения конструктивных параметров вих-
ревых воспламенителей известных из опытов: Fc=0,l; /^=0,5;
п = 3, /к'= 9. Параметры смесеподготовки для вихревых воспла-
менителей: т = 0,01-^0,05 с, </Пр= 8-Н8 мк. В примере расчета
принято: т = 0,05 с, </Пр= 10 мк.
Алгоритм расчета вихревого воспламенителя
п.1. Потребный расход топлива (7Т рассчитывают исходя из за-
данных значений GB и а, а также значения Lo, постоянного для
данного вида топлива GT= GB/(a • Lo).
п.2. Мощность факела находят по полученному значению
<7Т и по значениям заданных констант N$= GBHu%/(a Lo).
п.З. S — коэффициент испаренности топлива
р!см
S =
п. 4. По рассчитанному коэффициенту испарения определяют
\ТВ = Hut
п. 5. С помощью Т* и рассчитанного в п.4 значения оп-
ределяют полную температуру факела на выходе
т^т; + (т^.
п. 6. По данным стандартной атмосферы находят давление
PCT(A) на высоте Л.
п.7. Давление Рк на режиме авторотации определяют согласно
формуле
Рк =Рст(й)-11 + —у-Л/2
344
п. 8. Газодинамические функции К и q вычисляют по фор-
мулам
J*+2
k( 2 Ъ-i
/Ч + lV-i, , 2 к - 1V-1
q= —— L -Е---------
I 2 J 4 B£ + 1J
п.10,
теле по
п.9. Относительное значение проходного сечения отверстия
диафрагмы определяют из выражения
?д=(7д)2-
Степень расширения л* воздуха в вихревом воспламени-
опытному соотношению
л* = Fa/Fc + 0,5.
Исходя из значения Р*, определенного в п.7 и значения
п.11.
л* (п.10) находят полное давление Р*
В к*
п.12. Исходя из значения <7В, Т*, К, q, Р*, определяют площадь
соплового ввода Fc
с кдр;
п.13. Диаметр вихревой камеры находят по формуле
Рк =j4Fc/(nFc).
п.14. Площадь одного канала соплового ввода вычисляют из
выражения Fcl= FJx.
п.15. Высоту h и ширину b каждого канала определяют из со-
отношений
h = b = 2h.
п.16. Остальные геометрические размеры вихревого воспламе-
нителя рассчитывают по известному DK (п.13) с использованием
эмпирических соотношений: 0,75/)к; /к'= 9/)к; гх= 0,50^
345
/,= 0,5Дк; гд= 0,5Дк; Ф3= 2,85DK; /2= /3= 1,8Рк; Лотв=
= 5,7Я/(4РК).
Пример расчета вихревого воспламенителя
Требуется рассчитать: геометрические размеры воспламените-
ля при его работе на критическом режиме истечения газа из от-
верстия сопла диафрагмы, который обеспечивается давлением
сжатого воздуха Р*, геометрическими размерами соплового вво-
да Fc и отверстия сопла диафрагмы г
Для Fc из соотношения п. 12 имеем Fc- 0,29 • 10-4 м2.
Зная Fz, по п.13 определяют £>к: Дк= 1,9 • 10~2 м.
По известной площади соплового ввода Fc находится площадь
проходного сечения каждого тангенциального канала:
Fc = Fc/x « 0,1 • 10“4 м.
Тогда ширина и высота канала равны
h = = 0,22 • 10’2 м; b = 2h = 0,44 • IO’2 м.
Основные геометрические параметры вихревого воспламени-
теля связаны с диаметром вихревой камеры DK определенными
эмпирическими соотношениями. Расчетные значения геометри-
ческих параметров вихревого воспламенителя по известному DK:
1) Ф,= 0,75Рк= 1,42 • 10~2 м ; 2) Ф2= D = 1,9 • 10“2 м; 3) Ф3=
= 2,85ДК= 5,4- IO’2 м; 4) 1= 9ДК= 17,1 • 10“2 м; 5) 7,= 0,5Дк=
= 0,95 • 10'2 м; 6) /2= 73= 1,8ДК= 3,42 • 10‘2 м; 7) г,= 0,5Дк=
= 0,95 • 10"2 м; 8) г9=0,5Ок= 0,47 • 10~2 м; 9) Тотв=
= 5,7/4ЛДк= 16,2 • 10~4 м2.
Замыкая данную сводку уже рассчитанными параметрами b, h,
DK, Fc, получаем полный набор конструктивных размеров, необ-
ходимый для проектирования вихревого воспламенителя.
Алгоритм и пример расчета вихревого воспламенителя
с эжекторным увеличением мощности факела
Алгоритм расчета. Расчет вихревого воспламенителя с эжек-
торным увеличением мощности базируется на предшествующем
расчете воспламенителя без эжекторного увеличения мощности
346
и расчете газового эжектора дан в виде следующей системы урав-
нений [1]:
К = 1 + пв + о; Z (Х3)^(и + 1) £ = 2 + • Z (Х2)
р; v 1+/ 9(х,)’ f wJs 2’'
1 g(^)['-g(M)]. „д Z(V)
л0 9(^'i)[1-9(^2)]’ Z(M
Последовательность выполнения расчета.
1. По заданным Gb2 и GrI определяют коэффициент эжекции
П = G€l/GiV
2. Газодинамические функции находят в таблицах или рассчи-
тывают по известным формулам.
В случае Zj = Z2= Х3, следует что Z(^.[) = Z(k2) = Z(X3) = Z,
= 9(X2).
3. Зная n и функции Z(XJ), Z(X2) из последнего уравнения си-
стемы находят 0.
4. Зная 0, п, функции ^(XJ), <7(Х2) из последнего уравнения си-
стемы определяют тг0
7Г0 =
1 g(^2)D-g(^l).
п4ё я(х;)[1-?(х2)
т0 — начальное отношение полных давлений; Р\/Р2 = л0; 0 —
отношение полных температур эжектируемого Т2* и эжекти-
рующего газов.
5. По известным величинам л0, п, 0 и ^(Х2) рассчитывают
7=d^?(X;)-
6. Зная Z(Z3), п, 0 и Z(X2), из уравнения определяем К
347
п + 1
2 + п4ё z(х2)
Ж) . ’
7. Зная К и остальные величины, определяют а из первого
уравнения системы о = К — 1 — и9.
8. С помощью значений К, п, f, <?(Х'), ?(Х2), находят Р3
. ?(Ч)
9. По известному тг0 определяют Р2* = Р*/п0.
10. Используя ранее рассчитанные био, находят Т2* = вТ}* и
г _ стСрг171 <7г.
2 Ни^2
11. По относительной площади f и известной F, определяют
fi= F\/7-
12. Температура в камере смешения
Т3’ = (КТ*)/(п + 1).
13. Площадь проходного сечения камеры смешения равна сум-
ме F3=F1+F2.
Пример расчета конкретного вихревого эжектора по данным
расчета вихревого воспламенителя и алгоритма
Используем некоторые исходные данные предшествующего
расчета Grl, Рх, Тх, Fx, Хр причем (7Г1= 10,67 • 10-3 кг/с, Рх = 330
кПа, Т*= 1873 К, Fx= 0,8 • 10“4, X] = 1.
Значения некоторых параметров, являющихся константами:
Ни= 43 • 103 кДж/кг, К = 1,4, £2= 0,75, Ср1т= 1,2 кДж/(кг • К),
Х2= Х3= 1, Gb2- 30 • 10-3 кг/с.
Требуется определить: Р2, Т2, Gr2, F2, Fy Т2, Р2.
1. Вычислим коэффициент эжекции газового эжектора:
"=GB2/GBl= 2,8.
348
2. Принимая во внимания оптимальный вариант работы эже-
ктора, т. е. критическое истечение газа во всех его сечениях:
Xj = ^-2= ^"3= 1
вычислим газодинамические функции:
Z{\{) = Z(X2) = Z(X3)= 2, 9(Х[) = 9(Х2) = 0,9.
3. Относительная температура камеры смешения
Ve = ^^L = - = 0,36; 6 = 0,13.
n-Z(X2) п
4. Вычисляем значение тг0
1 g(X2)[l-g(Vi)]
5. Вычислим значение f.
7 = —^9(^2) = о,зб.
6. Определим коэффициент усиления мощности факела:
К =
1
п + 1
2 + иТб • Z (Х2)
= 2,1.
7. Определим безразмерную величину а:
о = К - 1 - пб = 0,74.
8. Полное давление, кПа, в потоке эжекционного газа:
р; = р;
ЛЕМ ж)
1 + 7 ?(М
= 685,5.
9. Вычислим давление эжектируемого газа, кПа, согласно вы-
ражению:
р* = — Р* = 120,4.
"о
349
10. Найдем температуру эжектируемого газа, К:
Т* = QT* = 881.
11. Расход дополнительного топлива, кг/с:
=5)5.Ю-з
12. Проходное сечение канала эжектируемого газа, м2:
F2 =й = 2,3 10’4.
f
13. Температура факела, К:
Т3‘ = —Т.’ = 1035,5.
п +1
14. Площадь проходного сечения газового эжектора, м2:
F3= Fx+ F2 = 3,12 • 10"4.
T. e. рассчитанные величины Р2‘, Т2, Gt2, F2, F3, Т2, Р2, пол-
ностью характеризуют работу и конструкцию газового эжектора,
увеличивающего мощность вихревого воспламенителя.
7.5. Вихревые горелки технологического назначения
Вихревая инжекционная горелка (рис. 7.26) разработана для
организации термического воздействия в серии технологических
процессов от осушки помещений, боксов, окрашенных поверх-
ностей, уборки наледи и снега, ремонта мягкой кровли до терми-
ческой дезынфекции производственных помещений содержания
скота и птицы.
Основу конструкции вихревого горелочного устройства техно-
логического назначения составляет вихревое форсуночное уст-
ройство, обеспечивающее высокое качество распыла по мелкости
капель и равномерности факела, выполненная в виде усеченно-
го конуса, ограниченного с торцев полусферической крышкой 3
и соплом-диафрагмой 5, соединенных между собой корпусом ви-
хревой камеры 4. Диафрагма 5 снабжена центральным соплом 6,
из которого происходит истечение факела продуктов смесеобра-
350
зования, поступающих в вихревую камеру 4 через удлинительную
трубу 7. Сжатый воздух из магистрали подается через штуцер 1,
регулирующий вентиль 2 в полость трубы 4. Топливо (газ, керо-
син, бензин, отработка, дизельное топливо) подается через вен-
тиль 8, спиральный стабилизатор, испаритель 10 закручивающее
устройство, снабженное эжектором внутри вихревой камеры 4 в
виде интенсивно закрученного потока. Стабилизатор фронта
пламени, выполненный из свернутой в спираль трубки, располо-
жен в зоне горения, ограниченной патрубком цилиндрического
профиля, представляющим собой жаровую трубу горелочного ус-
тройства.
Предварительный подогрев жидкого топлива, интенсифициру-
ющий испарение, позволяет получить в вихревой камере гомо-
генный состав, существенно облегчающий запуск и высокую ус-
тойчивость работы при сравнительно высокой полноте сгорания
топлива т)г= 0,99(9). Техническая характеристика горелочного ус-
тройства: окислитель — сжатый воздух (давление — 0,1—0,6
МПа, расход 10,0 < G < 20 г/с), топливо (природный газ, керо-
син, дизельное топливо, отработка), расход 6Т= 2-ьЗ г/с. Система
подачи топлива — вытеснительная по магистрали, соединяющей
горелку с вытеснительным бачком. Запуск горелки осуществля-
ется открытым факелом через специальные продувочные окна.
351
Рис. 7.27. Характеристики по_срыву (дизельное топливо):
Тв= 295 К; Гт= 295 К; FQ= 0,1; 7= 0,6; /к= 5,5; 1 — верхняя граница; 2 — ниж-
няя граница
Время выхода на рабочий режим т ска < 10 с. Диапазон устой-
чивой работы по срыву 0,3 S а < 8,0, где а — коэффициент из-
бытка воздуха (рис. 7.27). Из условия достижения необходимой
температуры на входе в закручивающее сопловое устройство го-
релки, длина стабилизирующего спирального устройства состав-
ляет /с = 40,0—50,0, где /с = — относительная длина спи-
рали; d — минимальный размер вихревой камеры; /вит — длина
витка; dc — диаметр спирали d = (2—3)4^.
Вихревая горелка может быть использована при раскрое лис-
тов алюминиевого сплава (Д— 1, АК—4 и др.) толщиной 3—9 мм
и медного (М2) толщиной <3 мм. При этом тепловая мощность
факела в зависимости от расхода компонентов в вихревом реза-
ке изменяется в пределах 35 < N < 75 кВт. Температура режуще-
го факела составляет 1900 К. На рис. 7.27 показана зависимость
тепловой мощности факела обеспечивающей резку материала
толщиной 5 со скоростью V.
С ростом толщины разрезаемого материала для сохранения
скорости резки необходимо постоянно увеличивать тепловую
мощность факела. При резке вихревым резаком листов толщи-
ной до 9 мм со скоростью 4,2 мм/с структура литого металла на
микрошлифах реза просматривалась на глубину 0,5 мм, а зона
термического воздействия с изменениями микроструктуры ме-
талла, составляющая переходную зону, проникала в глубину раз-
352
резаемого листа на 2,7 мм. Таким образом, можно сделать вывод
о том, что применение вихревого керосино-воздушного резака с
технологической точки зрения приемлемо.
7.6. Вихревые плазмотроны
Вихревые плазматроны или плазмотроны с вихревой стабили-
зацией плазменного жгута известны давно, и их характеристики
можно найти в изданных зарубежных и отечественных моногра-
фиях. Однако устройства, генерирующие поток плазмы заданных
параметров, целенаправленно использующие характерные осо-
бенности эффекта Ранка, впервые были описаны в 1992 г. [148].
Особенность таких устройств — это уже отмеченное ранее есте-
ственное конвективно-пленочное охлаждение корпусных эле-
ментов подаваемым через сопло закручивающего устройства по-
током интенсивно закрученного газа, перемещающегося от сече-
ния соплового ввода к противоположному концу вихревой каме-
ры плазмотрона в виде квазипотенциального периферийного ви-
хря. Одновременно осуществляя аэродинамическую стабилиза-
цию, вихревые плазмотроны на базе вихревых энергоразделите-
лей Ранка позволяют заметно повысить интенсивность повыше-
ния температуры плазменного факела при увеличении коэффи-
циента теплоотдачи. Термический КПД в опытах составлял
Пт= 85-94%:
Пт = GM/IU,
где G — расход газа, кг/с; Д/ = i2 — q — прирост удельной энталь-
пии, Дж/кг; U — напряжение, подаваемое на электроды, Ве-
сила тока в цепи питания плазмотрона, А.
Опыты [231, 267] показывают, что термический КПД г]т моно-
тонно возрастает с увеличением расхода плазмообразующего га-
за G, асимптотически приближаясь к некоторому предельному
значению. Таким образом, существует определенный расход га-
за, при котором энтальпия, а следовательно, и среднеинтеграль-
ная температура плазмы, максимальны.
В плазмогенераторах с вихревой стабилизацией среднеинте-
гральная температура факела возрастает с увеличением интен-
сивности закрутки потока 5= На рис. 7.28 показана схема
плазмотрона, использующего в качестве плазмообразующего га-
353
Рис. 7.28. Конструкция вихревого плазмотрона
за продукты сгорания керосина в воздухе. Конструкция вихрево-
го плазмотрона снабжена быстросъемным блоком электродов
[225], размещенных по оси в области с достаточно высокой сте-
пенью интенсивности турбулентности £ = 20—30%, гарантирую-
щей высокие коэффициенты теплоотдачи [а > 1800 Вт/(м2- К)],
а значит и эффективный теплосъем со столба дугового разряда.
При работе плазмогенератора сжатый воздух через тангенци-
альное сопло-завихритель 1 подается в область вихревой камеры,
в которой размещены кольцевые охлаждаемые электроды 2. При
этом характер движения потоков такой же, как и в однорасход-
ной вихревой трубе, использовавшейся в качестве базовой при
создании горелочных устройств и воспламенителей. При подаче
топлива в форсунки 9 в периферийной камере 5 образуется топ-
ливо-воздушная смесь, подготовленная к воспламенению свечой
зажигания 3. Предварительная стабилизация пламени в перфока-
мере осуществляется специально организованным тороидальным
вихрем 4. Вытекающая из перфокамеры воспламенившаяся топ-
ливо-воздушная смесь подхватывается возвратным течением —
вынужденным приосевым вихрем и, омывая кольцевые электро-
ды 2, покидает плазмотрон через отверстие сопла-диафрагмы 6.
При достаточной интенсивности закрутки потока на входе и оп-
ределенном диаметре отверстия диафрагмы в факеле, покидаю-
щем плазмотрон, образуется зона обратных токов 7, играющая
важную роль в процессе стабилизации фронта пламени и увели-
чения теплосъсма с дугового разряда 8 при подаче электрическо-
го напряжения на электроды. Радиус зоны обратных токов опре-
деляется из условия равенства статического давления в вихре ат-
354
мосферному давлению. Устойчи-
вость работы вихревого плазмот-
рона рассматриваемой конструк-
ции, как и вихревых горелок, оп-
ределяется срывными характери-
стиками (рис. 7.29).
Периферийный квазипотенци-
альный вихрь, выполняя функцию
тепловой защиты стенок камеры
сгорания и других элементов кон-
струкции, обеспечивает стабили-
зацию дугового разряда, ограни-
Рис. 7.29. Вольт-амперная харак-
теристика вихревого плазмотрона
чивая рост дуги при увеличении
рабочего тока [78, 149, 192]. Вих-
ревая характеристика вихревого
плазмотрона имеет восходящий участок, наличие которого улуч-
шает технологические качества устройства, обеспечивая возмож-
ность гарантированной устойчивой работы дуги на восходящем
участке при отсутствии в электрической цепи питания балласт-
ного сопротивления. Это нетрудно показать, воспользовавшись
анализом уравнения Кирхгофа, записанного для цепи электро-
питания плазмотрона [78]. Горение дуги будет устойчивым, если
действительные части корней уравнения Кирхгофа отрица-
тельны:
С£(Яо-ф)^ + [£ + С(Ло-ф)и]^-+Ло + и-ф = 0, (7.33)
где ф = dUY/dIo, ц = dUJdIo — дифференциальное сопротивление
генератора и дуги в рассматриваемой рабочей точке. Это возмо-
жно при условии ф < О
Rq + ц - ф > 0;
(7.34)
L + C(Rq - ф)ц > 0,
(7.35)
где С — емкость; / — ток в цепи; t — время; L — индуктивность.
Поэтому при убывающей вольт-амперной характеристике
(ц < 0) для устойчивой работы дуги необходимо такое балластное
сопротивление, которое обеспечивало бы выполнение критериев
355
(7.34) и (7.35 ). Если вольт-амперная характеристика восходящая,
т. е. ц > 0, то установка балластного сопротивления в цепи не
требуется.
Использование в качестве плазмообразующего газа продуктов
сгорания углеводородных топлив в воздухе требует детального
исследования с целью изучения влияния углерода, азота и их ок-
сидов на обрабатываемые или напыляемые материалы.
Возможность эффективной тепловой защиты корпусных эле-
ментов от больших тепловых потоков успешно используется и при
создании экспериментальных СВЧ плазмотронов [64]. Схемы СВЧ
плазмотронов с предполагаемыми картинами течений при прямо-
точно-вихревой и возвратно-вихревой стабилизации плазмы
показаны на рис. 7.30, а на рис. 7.31 показана зависимость мощ-
ности плазменного СВЧ излучения В', поглощаемого разрядом,
и тепловой мощности И^, выделяющейся в контуре охлаждения
плазмотрона. Результаты опытов приведены в виде зависимости
доли тепловых потерь В'/В' от удельного вклада энергии в раз-
ряд J = WJG, где G — расход плазмообразующего газа — азота. Ре-
зультаты численного моделирования показаны на рис. 7.32,а —
для традиционной прямоточно вихревой стабилизации и на
рис. 7.32,6— для случая с возвратно-вихревой стабилизацией. В
первом случае рабочее тело — плазмообразующий газ — азот в ви-
де закрученного потока подается в разрядную камеру, а во втором
случае он подается в «дополнительную» вихревую камеру со ско-
ростями 100 м/с ((7=1 г/с) и 225 м/с ((7= 1,5 г/с), соответствен-
но. По мнению автора работы [64] возвратный вихрь «сжимает» зо-
ну нагрева, предохраняя стенки камеры плазмотрона от перегре-
ва. Основная часть газа проходит через разрядную зону, а размер
зоны рециркуляции незначителен. В традиционной схеме (см.
рис. 7.32,о) входящий газ смешивается с циркулирующим потоком
плазмы и основная часть газа проходит мимо разряда вдоль сте-
нок кварцевой трубки. Судя по приведенным модельным расчетам,
схема с возвратно-вихревой стабилизацией позволяет снизить ма-
ксимальнодостижимую температуру нагрева корпусных элементов
примерно в 2,5 раза. Наиболее нагретая часть область диафрагмы,
непосредственно примыкающая к отверстию имеет температуру
1400 К. Таким образом, использование возвратно-вихревой стаби-
лизации плазмы позволяет изготовить СВЧ плазмотрон неохлаж-
даемым из кварцевого стекла. Дальнейшее моделирование течения
356
2
Рис. 7.30. Схемы плазмотронов и вихревых течений в них:
---------внешние первичные вихри;------------центральные возвратные вихри:
а — традиционная вихревая стабилизация; б — возвратно-вихревая стабилиза-
ция; 1 — гладкостенная кварцевая трубка; 2 — верхний завихритель; 3 — СВЧ;
4 — цилиндрическая труба; 5 — переходной конус; б — корпус нижнего
завихрителя; 7 — нижний завихритель
Рис. 7.25. Зависимость тепловых потерь в плазмотроне от удельного энерговкла-
да и способа формирования вихря:
1 — прямоточный вихрь; 2 — возвратный вихрь;
-------— эксперимент,------------численное моделирование [64]
357
Температура, К
ИЗО 1960 2790 3620 4440 5270 6100
Рис. 7.32. Поле температур, линии тока и профили аксиальной скорости для
трех поперечных сечений и выходного отверстия плазматрона [64]:
а — прямоточно-вихревая стабилизация; б — возвратно-вихревая стабилизация
с учетом направленной диффузии турбулентности [235] позволи-
ло прогнозировать появление в приосевой области вихревого по-
тока вихревых течений с висячими областями отрыва [64], т. е. нев-
ращающихся струй [2] и областей, вращение в которых осуществ-
ляется в противоположную сторону по отношению к вращению ос-
новного потока (рис. 7.33).
Таким образом, еще раз подтверждена целесообразность ис-
пользования закрученного потока в виде возвратно-вихревого те-
чения для пленочно-конвективного охлаждения высокоэнталь-
пийных потоков и неизотермических реагирующих течений при
наличии интенсивных внутренних тепловых источников.
358
Рис. 7.33. Рассчитанные линии тока и профили тангенциальной скорости для
трех поперечных сечений ограниченного возвратно-вихревого потока воздуха;
^=100 м/с, rmin= 0,532 м/с
7.7. Возможность стабилизации фронта пламени на радиально
вдуваемых интенсивно закрученных стержневых струях
Поперечный вдув струй в сносящий поток представляет прак-
тический интерес в связи с разнообразными приложениями, на-
чиная от разбавления продуктов сгорания воздухом в камерах
сгорания (КС) газовых турбин и заканчивая аэродинамикой реа-
ктивной струи при переходе самолета вертикального или укоро-
ченного взлета и посадки с режима подъема на крейсерский ре-
жим. При вдуве струи в сносящий поток наблюдается сложная
картина течения [1, 87]. Поперечное сечение струи принимает
почкообразную форму и состоит из двух вихрей, закрученных в
противоположные стороны. Основной поток, обтекая струю,
формирует зону обратных токов. Возникающие зоны возвратных
течений могут быть использованы для стабилизации фронта пла-
мени в прямоточных КС авиационных двигателей. Генератором
стабилизирующей струи служит вихревой воспламенитель [141]
(см. п.7.1). Преимущества этих систем — высокая надежность за-
пуска и устойчивая работа в широком диапазоне изменения фи-
зических и климатических условий. В этом случае стабилизация
осуществляется на высокотемпературном факеле — закрученном
потоке продуктов сгорания, истекающих из сопла-диафрагмы с
трансзвуковой скоростью, что может быть использовано для вос-
пламенения сносящего потока топливо-воздушной смеси. При
359
этом стабилизатор-воспламенитель может включаться лишь на
определенных режимах, а когда стабилизация не нужна — вдув
струи в поток прекращается и она не выступает в роли препят-
ствия, что должно существенно снизить гидравлические потери в
КС.
Исследования вдува в сносящий поток в основном посвящены
незакрученным струям [1,87]. Методами визуализации и непо-
средственных измерений хорошо изучена картина течения, поло-
жение скоростной и температурной оси струи в сносящем пото-
ке. Построены полуэмпирические модели, удовлетворительно
описывающие траекторию струи, изменение ее формы и количе-
ство эжектируемого в струю газа. Однако для случая вдува закру-
ченной струи, обладающей большей интенсивностью массообме-
на, исследования не столь полны [210]. В этой связи важной за-
дачей является накопление и обобщение результатов экспери-
ментальных исследований.
Анализ взаимодействия закрученной струи со сносящим пото-
ком на основе метода баланса действующих сил может быть осу-
ществлен в системе координат xyz с началом отсчета в центре со-
пла, формирующего струю (рис. 7.34). Плоскость xOz образует
поверхность вдува, над которой распространяется основной по-
ток с плотностью pv и равномерным профилем скорости V. За-
крученная струя истекает из сопла диаметром dQ под углом а0 к
направлению основного потока. Закрутку струи будем характери-
зовать циркуляцией вектора скорости Г по ее границе.
Со стороны набегающего потока на выделенный элемент дей-
ствует аэродинамическая сила, пропорциональная скоростному
напору сносящего потока,
=Cp,,y(sina)2dd/, (7.36)
где С — коэффициент аэродинамической силы; a — угол между
вектором скорости v сносящего потока и касательной к траекто-
рии. В силу закрутки окружная скорость w элемента струи отли-
чна от нуля. Согласно решению задачи о поперечном обтекании
цилиндра [108] на элемент будет действовать сила Магнуса, ко-
торая определяется соотношением
360
F2 = Г • pvv • sin a • dl. (7.37)
Циркуляция определяется соотношением
2л
Г = j wr dtp = тг dw. (7.38)
о
Поскольку элемент струи движется со скоростью и по ис-
кривленной траектории, то возникает центробежная сила, рас-
считываемая по известной зависимости
„ и2 nd2 ,.
/i=P. -д —
(7.39)
где R — местный радиус кривизны траектории; ри— плотность
газа в струе.
Если равнодействующая сил, действующих на рассматривае-
мый элемент струи, равна нулю, то при неизменных значениях
параметров струи и основного потока траектория движения эле-
мента будет иметь постоянное положение в пространстве. Это
условие можно записать в виде равенства сил:
361
F3 = F, (7.40)
где сила F — равнодействующая сил F, и F2. Дальнейшие преоб-
разования равенства (7.40) проводятся по аналогии с работой [1],
но дифференциальное представление радиуса кривизны записы-
вается во вспомогательной декартовой системе координат. Центр
этой системы совпадает с центром элемента струи, а оси напра-
влены вдоль векторов и и F. Тогда с использованием выражений
(7.36, 7.37, 7.39) равенство (7.40) сводится к дифференциальному
выражению
4<?sina /С2 (sin а)2 ^2 Г2
4 'V’
(7.41)
где параметр Я - P,|V2 учитывает влияние на изгиб струи соотно-
Р»«
шения не только соотношения скоростей, но и соотношения
температуры в струе и в потоке [1J; координаты z и х* отсчиты-
ваются в направлении векторов F и и, соответственно. Диффе-
ренциальное уравнение (7.41) следует дополнить зависимостями
параметров струи от криволинейной координаты т|, отсчитывае-
мой вдоль траектории OS (см. рис. 7.34). Согласно данным по
исследованию закрученных струй, истекающих в однородную не-
подвижную среду [1, 108], аксиальная и тангенциальная состав-
ляющие скорости струи изменяются по зависимостям:
и = Сиио
(7.42)
w = Cww0
А + т]
(7.43)
где C„, Cw, А — эмпирические константы; и0, w0 — значения со-
ставляющих скорости на срезе сопла. Диаметр элемента струи
вдоль ее оси будем считать изменяющимся по линейному закону
d = d0 + кг], (7-44)
362
где к — константа расширения струи.
Интегрирование системы уравнений (7.38, 7.41—7.44) позволя-
ет рассчитать координаты оси закрученной струи в сносящем по-
токе. Отметим, что вспомогательная система координат приво-
дится к основной координатной системе xyz последовательным
поворотом относительно трех осей.
Результаты расчета приведены на рис. 7.35,а. Влияние силы
Магнуса проявляется в уменьшении проникновения струи в по-
ток в вертикальной плоскости ух (см. также работу [210]) и от-
клонении траектории в плоскости поверхности вдува £х. Откло-
нение траектории тем ощутимее, чем больше значение окружной
составляющей скорости.
Измерения поля скорости показаны на рис. 1.36, а, б в виде
проекций на секущие горизонтальные и вертикальные плоскости
(система координат соответствует рис. 7.34). Как и в случае вду-
ва незакрученной струи, в поперечном сечении наблюдается об-
разование пары вихрей, закрученных в противоположные сторо-
ны. Один из вихрей (правый) по сути является самой закручен-
ной струей, а второй (левый) сворачивается под действием набе-
гающего потока и начинает развиваться непосредственно от
кромки сопла. На горизонтальных сечениях поля скорости за-
метна асимметрия распределения, обусловленная закруткой вду-
ваемой струи. В центральной части имеется значительное (до
Рис. 7.35. К расчету траектории закрученной струи:
а — расчетные траектории: 1 — незакрученная струя; 2 — закрученная струя
И/= 10 м/с; 3 — закрученная струя И/= 20 м/с; 4, 5 — траектории в плоскости
xz иля случаев 3 и 2 соответственно; б — результаты визуализации (вид сверху)
б)
май тмин
363
Рис. 7.36. Результаты измерений:
а — пале скорости в сечении x/d0 = 2,5; б — пале скорости в сечении y/d0 = 3; в —
поле статического давления в сечении x/dQ = 2,5; г — поле статического давления
в сечении уМй- 3
60%) снижение скорости по сравнению со скоростью сносящего
потока. В этой части потока подбором параметров вдува можно
организовать рециркуляционное течение.
Распределение избыточного статического давления, от-
несенного к скоростному напору основного потока, представле-
но в виде линий уровня на рис. 7.36,в,г. Нетрудно заметить не-
которую асимметрию в распределении параметров потока по се-
чению. Минимумы значений статического давления соответству-
ют центрам вихрей, отчетливо различимых на проекциях поля
скорости. Минимальные значения давления наблюдаются в об-
ластях, где скорость набегающего потока сонаправлена с окруж-
ной скоростью струи, что соответствует данным работы [211].
Для проведения экспериментов по визуализации закрученной
364
струи использовался дым от сжигания небольшого количества
топлива, подаваемый в вихревое устройство, где он смешивался
с основным веществом струи и вдувался в сносящий поток. Ре-
зультаты визуализации показаны на рис. 7.35,6. Стрелки указы-
вают направления сносящего потока и закрутки струи. На рисун-
ке видна несимметричная структура струи, обусловленная ее вза-
имодействием с набегающим потоком. Судя по плотности зады-
мления основная масса струи протекает слева, отклоняясь в сто-
рону от направления распространения сносящего потока.
Таким образом, при взаимодействии закрученной струи со
сносящим потоком реализуется сложное пространственное рас-
пределение скорости и давления. Результаты измерений и визуа-
лизации выявили различия в структуре течения и характере рас-
пространения закрученных и незакрученных струй и подтверди-
ли целесообразность использования закрученных радиально вду-
ваемых стержневых струй — факела продуктов сгорания в вихре-
вой горелке для стабилизации фронта пламени в прямоточных
камерах сгорания преимущественно форсажного типа.
365
Глава 8
Вихревые трубы в энергетике и других отраслях
8.1. Охлаждаемые лопатки турбины ГТД со встроенными в перо
малоразмерными вихревыми энергоразделителями
При создании современных турбин ГТД различного назначе-
ния с высокими начальными параметрами, большими неравно-
мерностями полей температуры, скорости, плотности в потоке
газа важной является проблема снижения термических напряже-
ний в пере лопатки путем уменьшения неравномерности темпе-
ратуры. Уже при начальной температуре газа Г* = 1500 К мини-
мальное значение местного коэффициента запаса прочности К*
может достигнуть своего допустимого значения в самой «холод-
ной» точке поперечного сечения пера. Наиболее «горячие» части
лопатки — кромки, а наиболее «холодные» — средние части вы-
пуклой и вогнутой поверхностей с минимумом температуры
Tnmjn на перемычке между охлаждающими каналами. Традици-
онный метод уменьшения температурной неравномерности за-
ключается в снижении температуры кромок двумя основными
способами: интенсификацией теплообмена в кромочных каналах
турбулизаторами течения (ребрами, лунками, закруткой, струй-
ным натеканием на стенку, пульсирующей подачей охладителя и
т. п.) или понижением температуры воздуха, охлаждающего
кромки, путем спутной закрутки или в теплообменнике. Эффек-
тивным может быть выдув охладителя на поверхность пера. Од-
нако в авиадвигателях выдув может затруднять отключение охла-
дителя на крейсерских режимах полета самолета. В ГТУ, работа-
ющих на тяжелых сортах топлива, происходит отложение твер-
дых частиц на перфорированной поверхности, что приводит к
366
снижению пропускной способности оболочки. Поэтому иногда
отказываются от перфорированных лопаток и продолжают поис-
ки в области конвективных схем. В современных охлаждаемых
лопатках используют комплекс мер по увеличению глубины ох-
лаждения пера, что часто приводит к увеличению максимальной
температурной неравномерности.
Характерные особенности закрученного потока наиболее пол-
но подходят для создания эффективной схемы конвективных и
конвективно-пленочных систем охлаждения лопаток проточной
части ГТД. В турбинных двигателях IV-VI поколений прослежи-
вается тенденция использования больших степеней понижения
давления газа в ступени (1гп > 2), что обусловливает возможность
применения вихревых энергоразделителей (ВЭ) в охлаждаемых
лопатках. По прогнозу к 2000 г. будут вводиться в эксплуатацию
перспективные двухконтурные турбореактивные двигатели со
степенью повышения давления в компрессоре до л* = 60, с пос-
ледней центробежной ступенью компрессора и противоточной
камерой сгорания; в этом случае на охлаждение соплового аппа-
рата второй ступени удобно подвести воздух высокого давления
из внутреннего кожуха камеры сгорания, и использование ВЭ
становится перспективным.
Абсолютные эффекты снижения температуры охлажденных
масс воздуха ДГК= Т,‘ — Т* зависят от режимных параметров
исходного сжатого воздуха перед завихрителем (Pf, Tf), степени
расширения в ВЭ, размеров камеры энергоразделения (/, d^).
Как видно (рис. 8.1) при снижении расширения л^=2,0 в ВЭ с
JTp= 10 мм эффекты охлаждения для степеней сжатия в
компрессоре, реализуемых в современных ВРД и ГТД, составля-
ют весьма существенную величину ДТ^ > 50 К.
Впервые использовать микро ВЭ в лопатке предложили япон-
ские инженеры [87]. Их ВЭ расположен в корне рабочей лопат-
ки, а охлажденный поток подается к среднему сечению по высо-
те пера. Тем самым достигается снижение неравномерности тем-
пературы по высоте рабочей лопатки. Однако нет сведений, реа-
лизована ли эта конструкция, и способны ли вообще функцио-
нировать ВЭ во вторичном поле инерционных сил от вращения
ротора (рис. 8.2). Более перспективной может быть схема, по ко-
торой предлагается среднегабаритный ВЭ встраивать в лопатку
так, чтобы камера энергоразделения располагалась вдоль высоты
367
Рис. 8.1. Эффекты охлаждения при различных степенях сжатия воздуха в ком-
прессоре ВРД и расширения в ВТ
Рис. 8.2. Рабочая лопатка с вихревыми мик-
роэнергоразделителями Патент N57-45881
Япония. Схема охлаждения лопаток газовых
турбин/Кобаяси С., 1982, МКИ Г01Л 5/18:
1 — коллектор; 2 — охлаждающий поток;
3— диафрагма; 4— цилиндрические
каналы; 5 — нагретый поток
средней части пера, а охлажденный поток выпускался на охлаж-
дение кромок (рис. 8.3). В этом случае относительно «холодные»
выпуклая и вогнутая поверхности пера охлаждаются нагретым
потоком, и повышается температура средней части лопатки. «Го-
рячие» кромки охлаждаются воздухом пониженной температуры,
что благоприятно влияет на теплонапряженное состояние мате-
риала. Сущность этого способа снижения максимальной темпе-
ратурной неравномерности можно показать по диаграмме конт-
рольного варианта допустимой разницы температур в попереч-
368
Рис. 8.3. Охлаждаемая лопатка со встроенными вихревыми энергоразделителями:
1 — сопловой ввод; 2 — отверстия в диафрагмах; 3 — канал охлаждения
входной кромки; 4— закрученный поток; 5— камеры энергоразделения; 6 —
отверстия дросселей
ном сечении пера (рис. 8.4). По оси ординат отложена средняя
температура Глср по сечению лопатки, по оси абсцисс — раз-
ность максимальной и минимальной температур (Глгпах- Глпйп) в
сечении. Область работоспособности лопатки ограничена: по ор-
динате — средней температурой материала, обусловливающей
значение допустимого коэффициента запаса прочности Къ, по
абсциссе — температурами Тл min и Тл тал, обусловливающими
значения допустимых местных коэффициентов запаса прочности
Км при растяжении и сжатии. При использовании ВЭ в каналах
лопатки в зависимости от параметров системы охлаждения, тем-
пературы Тл ср и Тл тах материала могут изменяться различным
образом, а Тл min растет (на графике отрезок ДТ укорачивается),
что приводит к увеличению К* mjn по растяжению в самой опас-
ной точке сечения.
Аналитический эксперимент на рабочей лопатке (в предполо-
жении, что вторичные инерционные силы и внешний тепловой
369
Рис. 8.4. Оценка работоспособности лопаток по допустимой температурной не-
равномерности
поток не существенно влияют на процесс энергоразделения в
ВЭ) показал: максимальная разность температур в среднем сече-
нии пера может быть снижена до 30%, в результате чего Кы mjn
увеличивается примерно на 8%. Однако при этом возрастают
энергозатраты в системе подвода охладителя (см. рис. 8.4).
Для ВЭ зависимость температурного разделения в потоках от
соотношения их расходов неоднозначна. Для обеспечения наи-
более равномерного и глубокого охлаждения профиля пера был
поставлен эксперимент по выбору оптимального режима работы
ВЭ на удобообтекаемой модели из стали 20, средняя часть кото-
рой охлаждалась воздухом камеры энергоразделения, а входная
кромка — охлажденным потоком ВЭ диаметром 15 мм. В двух се-
чениях поверхности модели и на выходе из охлаждающих кана-
лов были установлены термопары, которые регистрировали тем-
пературу Тл стенки лопатки и подогрев воздуха в каналах (см.
рис. 8.4).
В условиях отсутствия газового потока наблюдается создавае-
мая ВЭ некоторая неизотермичность модели. При 7t^= 3,5 тем-
пература входной кромки может быть понижена на 24 К по срав-
нению с температурой воздуха перед завихрителем (рис. 8.5).
В тепловых испытаниях на режиме Т* = 650 К, и коэффици-
енте скорости потока газа Хг= 0,26 из трех выбранных режимов
(соответствующих доле охлажденного потока в 30, 60 и 80% по-
даваемого через завихритель расхода охлаждающего воздуха)
370
Рис. 8.5. Распределение разности температур стенки модели в точке установки
термопары и воздуха перед завихрителем на входе в модель по профилю пера при
выдуве охладителя в атмосферу; 3,5
наилучшим по эффективности (глубине охлаждения) 0= (Т*~
— Тл)/( Т* — Т*^ и равномерности температуры поверхности пера
как при G = idem, так и при лохл= idem, оказался режим с отно-
сительной долей потока в кромку 60%.
По высоте входной кромки происходит быстрое нарастание
температуры стенки, и при относительной длине пера, соответ-
ствующей 4—5 калибров ВЭ, хладоресурс охлажденного потока
оказывается исчерпанным. Поэтому ВЭ целесообразно приме-
нять в относительно коротких лопатках с й/стах< 4-
Выполненная на модели визуализация течения охлажденного
потока после его поворота на 180° от диафрагмы в круглый кро-
мочный канал показала, что закрутка охлажденного потока не
разрушается и при ло^ >2 5= V^JV= 1,0.
Практически при любой л^ температура на выходе из камеры
энергоразделения выше температуры охлажденного потока на
выходе из кромочного канала. Это говорит о том, что в теплооб-
мене с газом через стенки камеры энергоразделения участвует
преимущественно нагретый периферийный поток. Это явление
имеет некоторую аналогию с процессом внешнего охлаждения
371
Рис. 8.6. Относительный подо-
грев ев=(г;- )/(Тт’- Та\ )
охлаждающего воздуха в каналах
модели (Г) и лопатки (2) с ВЭ
при тепловых испытаниях:
О-в канале входной кромки
(Гв = Гхв); • — в камере энерго-
разделения (Гв = ГД)
/р
камеры энергоразделения. При малых и больших долях ох-
лажденного потока температура его существенно не изменяется,
что важно при охлаждении лопатки, когда надо получить в обо-
греваемом газом ВЭ воздушный поток пониженной температуры,
используемый затем для охлаждения кромок (рис. 8.6). В услови-
ях обдува пера модели газом (Т^/Т*= 0,68 и \= 0,2) т], ВЭ, ра-
ботающего в оптимальном режиме охлаждения, снижается, на-
пример на 40% при л*^=3.
Охлаждение вихревыми энергоразделителями было реализова-
но в сопловой лопатке, имеющей максимальную толщину про-
филя Стах= 10 мм, хорду Ь = 55 мм, относительную высоту пера
Л/стах= 3,5. В лопатке выполнено четыре охлаждающих канала
(рис. 8.7). В средней части пера расположены две камеры энер-
горазделения, в которых из ресивера со стороны внутренней пол-
ки через завихрители подается воздух. Интенсивно закрученный
нагретый поток движется от завихрителя к дросселю по перифе-
рии камеры энергоразделения вдоль лопатки, охлаждает сред-
нюю часть пера и выбрасывается в полость над верхней полкой.
Охлажденный поток поступает на охлаждение кромок и выпус-
кается из лопатки в щель выходной кромки. Геометрические ха-
рактеристики ВЭ: диаметр камеры энергоразделения d = 8,5 мм;
относительный диаметр диафрагмы г/д=0,5; относительная пло-
щадь сопла завихрителя /.= 0,1; относительная длина ВЭ 1 = 4
калибра с развихрителем — пластиной. При выпуске 30% охла-
372
Рис. 8.7. Схема течения воздуха в сопловой лопатке, охлаждаемой двумя ВЭ:
1— завихрители: 2 — диафрагмы; 3— камеры энергоразделения; 4 — канал
входной кромки; 5 — дроссели; 6— развихритель
дителя в кромочные каналы и перепаде давления л’= 2 в услови-
ях отсутствия газового потока температура поверхности кромки
пера у корня оказалась на 7 К ниже, чем в средней части, и на
17 К ниже температуры охладителя перед завихрителем.
При тепловых испытаниях на режиме Т*= 650 К, T*J Т'= 0,49,
Хг1= 0,76, ReBX= 5 • 105 сопловая лопатка показала высокую эффе-
ктивность охлаждения средней части пера в корневом и среднем
сечениях, где 0 = 0,5+0,55 (G = 3%, я^= 2), и на входной кром-
ке у корня, где 0 = 0,4+0,47.На периферии эффективность охла-
ждения входной кромки снижается до 0,25, а в средней части —
до 0,35 (рис. 8.8). Увеличение расхода охладителя через кромоч-
ные каналы от 60 до 95% позволяет снизить неравномерность
температуры по обводу профиля на 30%, но при этом растет не-
изотермичность как по высоте входной кромки, так и средней
части пера.
В тепловых испытаниях лопатка с ВЭ сравнивалась с лопат-
кой, имеющей конвективное петлевое охлаждение, ту же тепло-
обменную поверхность и пропускную способность. В корневом
сечении эффективность охлаждения лопатки с ВЭ значительно
выше, но на периферии пера (у наружной полки) — ниже, чем у
лопатки с конвективным петлевым охлаждением (см. рис. 8.8).
373
Рис. 8.8. Сравнение распределения эффективности 0 = (Г’ — ТВ)/(Т" — Т^) охла-
ждения по профилю пера лопаток:
1 — конвективно-петлевой схемы; 2 — с ВЭ при G'JG = 0,6; 3 — с ВЭ при
6,/G =0,95
Примечательно, что в лопатке с конвективным петлевым охлаж-
дением весь воздух идет на охлаждение входной кромки, а в ло-
патке с ВЭ — не больше половины от всего расхода, однако, те-
плосъем с входной кромки до 1/3 высоты пера от корня у лопат-
ки с ВЭ выше. Объяснить это можно совокупностью действий
интенсивно закрученного охлажденного потока и высокоэффек-
тивным охлаждением средней части профиля. Поскольку, части-
чно сохранившаяся после поворота на 180° закрутка потока в не-
круглом канале входной кромки быстро разрушается, а в резуль-
тате теплоподвода температура воздуха быстро повышается, то и
0 по высоте входной кромки интенсивно уменьшается.
Снижение неравномерности температуры по высоте входной
кромки обеспечивается увеличением расхода воздуха в кромоч-
ном канале при сохранении суммарного расхода через лопатку.
При этом возможны два способа. В первом из них используется
известный ВЭ с дополнительным потоком (рис. 8.9), имеющий
самую большую холодопроизводительность г|ад= 0,40. Второй
способ заключается в подаче дополнительного воздуха высокого
давления к периферии канала входной кромки через иглу — эже-
374
3
Рис. 8.9. Оптимизированные конструкции лопатки с ВЭ:
а — с эжекцией в кромочном канале: 1— игла-эжектор; 2— канал входной
кромки; 3— подвод дополнительного потока; б — с дополнительным потоком:
4 — перфорация для выпуска нагретого потока; в — с комбинированной схемой
охлаждения с противоположной ориентацией двух ВЭ: 5— дефлектор; 6 —
закручивающее устройство; 7 — диафрагма с выступом
ктор. Свежая порция воздуха повышенного давления, во-первых,
несколько эжектирует охлажденный поток и компенсирует поте-
ри давления в охлаждающем тракте, во-вторых, смешиваясь с ох-
лажденным потоком, участвует в охлаждении средней части и пе-
риферии входной кромки. По результатам экспериментальных
375
исследований увеличение расхода воздуха в кромочном канале на
25% позволило повысить эффективность охлаждения входной
кромки на периферии на 12% при том же значении относитель-
ного расхода воздуха через лопатку, но несколько меньшей (n0*M=
= 1,8) по сравнению с я*хл= 2 в исходном варианте лопатки).
При Т* > 1650 К, когда любая конвективная схема недостато-
чно эффективна для охлаждения кромки, может быть рекомен-
дована лопатка оптимизированной комбинированной конструк-
ции, входная кромка пера которой защищена пленочной завесой
охладителя, выпускаемого из переднего дефлекторного канала
((7=3,3%). Второй и третий каналы выполнены в виде камер
энергоразделения со встречным подводом охладителя ((7 = 3,6%),
что обеспечивает снижение температурной неравномерности по
высоте средней части пера и минимальные потери давления при
подаче охлажденных потоков в дефлектор канала выходной
кромки. Нагретые потоки выпускаются через перфорацию выпу-
клой и торцевой поверхностей на периферии и у корня лопатки
в области газового потока, где Кг= 0,9.
Результаты расчета такой лопатки в условиях 7j*= 2100 К, no*M=
= 3,5, л = 2,35 показывают, что эта лопатка по глубине охлажде-
ния и экономичности не уступает лучшим современным извест-
ным лопаткам с конвективно-пленочным охлаждением, обеспе-
чивая при G = 6,9% эффективность охлаждения 0 = 0,77. Увели-
чение температуры нагретого потока от теплообмена с газом со-
ставило 80 К. Подогрев периферийного вихря от работы ВЭ на
120 К обусловил повышение минимальной температуры в сред-
ней части лопатки примерно на 30 К. При расчете температуры
охлажденного потока значение КПД ВЭ понижено на 50% из-за
влияния внешнего нагрева ВЭ, поэтому ДГХ= 40 К. В результате,
разделение температур в потоках позволяет понизить максималь-
ную разность температур между серединой лопатки и выходной
кромкой на 15%. Расчетное сравнение этой лопатки с лопаткой-
прототипом, охлаждаемой воздухом высокого и промежуточного
давлений, показывает, что новая лопатка, хотя и проигрывает
прототипу по затратам энергии д£ на сжатие охладителя с выче-
том выходных потерь, но выигрывает по теплогидравлической
эффективности £ = Q/&E на 25%. Здесь Q — количество тепло-
ты, принятое охладителем, определяемое по подогреву воздуха в
каналах лопатки. Использование вихревых энергоразделителей,
376
Б- Б
Рис. 8.10. Лопатки статора ГТД с мероприятиями по противообледенению:
а — традиционные (ТВД 1500); б — с вихревым энергорааделителем Р* = 0,7
МПа. = 540 К
органически встроенных в конструкцию пера лопатки, целесооб-
разно для статорных лопаток. На вопрос, эффективны ли они
при применении их на вращающихся элементах конструкции по-
ка однозначно ответить нельзя, так как отсутствуют исследова-
ния по работе вихревых труб в условиях наложения на собствен-
ное центробежное поле вращающегося потока газа, центробеж-
ного поля вращающейся конструкции в целом.
Примером использования свойства вихревых труб по созданию
подогретых масс газа, расположенных по периферии камеры энер-
горазделения может служить способ и устройство обогрева стой-
ки входного устройства и направляющего аппарата первой ступе-
ни лопатки компрессора [72] с целью предотвращения образова-
ния льда при работе во влажном воздухе и температуре, близкой к
377
273 К. Встраивая камеру энергоразделения 1 (рис. 8.10) во входную
кромку 2лопатки, подверженную обледенению 3, можно в простой
конструкции увеличить плотность теплового потока к внутренней
полости канала во входной кромке сочетанием высокого коэффи-
циента теплоотдачи в закрученном потоке и эффекта повышения
температуры в периферийном вихре, что в целом делает систему
обогрева более эффективной и экономичной.
Опыты показывают, что традиционный способ обогрева стоек
входного устройства двигателя ТВД 1500, состоящий в подводе
сжатого воздуха из-за компрессора в переднюю гладкую полость
стойки, а затем в ее заднюю полость 4 с выпуском в выходную
кромку, недостаточно эффективен при работе в условиях Крайне-
го Севера. Этот недостаток может быть устранен, если входную
кромку обогревать подогретым периферийным потоком камеры
энергоразделения вихревой трубы, встроенной в конструкцию.
Результаты сравнительного расчета показывают, что при пара-
метрах «греющего» воздуха на входе в каналы стойки Р,* = 0,7
МПа, Г]* = 540 К в традиционной стойке минимальная темпера-
тура стенки входной кромки rmin= 263 К при относительном рас-
ходе воздуха через систему обогрева G = 1,2% общего расхода воз-
духа через двигатель. У стойки с вихревым энергоразделителем
Pmin= 350 К при G = 0,5% (табл. 8.1). Сравнение говорит о том, что
вместе с повышением температуры, исключающей возможность
появления обледенения, наблюдается снижение расхода сжатого
воздуха, затрачиваемого на обогрев, более чем в 2 раза, что повы-
шает общую экономичность работы двигателя в целом.
Таблица 8.1 Результаты сравнительного расчета охлаждения стойки
входного устройства
Способ обогрева стойки К G, % к ах, Вт/(м2 • К)
Традиционный С использованием ВЭ 263 350 1,2 0,5 т^-дт^ + дт; 300 1300
т’х -
378
8.2. О возможности применения вихревых труб, встроенных
в конструкции вращающихся деталей
Все изложенные выше примеры, анализ доступных литератур-
ных данных позволяют сделать вывод о том, что вихревые трубы
использовались лишь в условиях отсутствия вторичного центро-
бежного поля сил, накладываемого на основное, создаваемое за-
кручивающим устройством. Поэтому отсутствуют исследования
характеристик процесса энергоразделения в вихревых трубах в
условиях воздействия на них вторичного поля инерционных сил.
Тем не менее, очевидно, что оно определенным образом искажа-
ет обычную картину течения в камере энергоразделения вихре-
вых труб. Такое воздействие должно сопровождаться не только
изменением характеристик макроструктуры потока, но и харак-
теристик его микроструктуры. На каждый турбулентный микро-
или макровихрь в зависимости от его расположения в объеме ка-
меры энергоразделения и собственных размеров действует своя
дополнительная сила инерции, зависящая от частоты вращения
ротора и радиуса от центра элемента вихря до оси.
Следует отметить, что в роторе практически любого типа час-
тота вращения изменяется в достаточно широком диапазоне, а
это означает, что создаваемые при этом окружные скорости мо-
гут существенно различаться. Так, например, для ротора ГТД при
небольшой частоте его вращения п значение окружной скорости
может быть сопоставимо со значением осевой составляющей
скорости Vf истечения из отверстия диафрагмы и течения в ка-
мере энергоразделения. В то же время на крейсерских режимах и
на максимальных частота вращения ротора такова, что в зависи-
мости от радиуса расположения вихревого энергоразделителя R
окружная составляющая скорости U, создаваемая вторичными
инерциальными силами, может достигать критической. Очевид-
но, что характер влияния во многом будет определяться взаим-
ным расположением векторов напряженностей первичного и
вторичного инерциальных полей. Исследования, проведенные в
работе [212] показали, что у вихревой трубы, для которой втори-
чное поле инерциальных сил создавалось ее вращением относи-
тельно оси, расположенной перпендикулярно к оси симметрии
камеры энергоразделения и размещенной в области соплового
ввода, с ростом частоты вращения трубы п температурные эффе-
379
Рис.8.11. Характеристики вихревой трубы на динамическом стенде ц = 0,6:
а — при отсутствии вращения (л = 0); б — при вращении трубы
кты энергоразделения снижались (рис. 8.11) [39]. По оси абсцисс
откладывался критерий подобия К, характеризующий потоки в
инерциальных силовых полях [212]
Rn\2l
900Кгср ’
(8.1)
где /— длина камеры энергоразделения; Игср — среднемассовая
составляющая осевой расходной скорости потока; п — частота
вращения трубы; л — степень расширения.
В выражение (8.1) за определяющий размер в (8.1) принят ра-
диус R расположения оси вращения вихревой трубы от оси рото-
ра. Поток в камере энергоразделения при этом считался несжи-
маемым и изотермическим. Характеристики вихревого энерго-
разделителя: d^= 15 мм, fc= 0,1, 7а = 0,5, ц = 0,6, л*= 4. В стаци-
онарных условиях при Reyrf= (K?cp-d^/v = 6 • 104 абсолютные
эффекты охлаждения и нагрева составляли ДГХ= 30К, ДГг= 37 К.
Штриховая линия на рис. 8.11 показывает дополнительный по-
догрев газа при воздействии вторичного инерциального поля на
радиусе вращения ротора /?др, где размещен дроссель вихревой
трубы
380
. Зона обратных
токов при п =0
Зона обратных то-
ков при /7 и
айрагма
Ось вращения
Рис.8.12. Схема изменения режима работы ВЭ по доле охлажденного потока на
динамическом стенде
ДТ= (л2л27?д2р)/1800 Ср. (8.2)
Снижение эффектов охлаждения, а следовательно, и темпера-
турной эффективности л, связано с воздействием двух причин: с
нарушением характера вязкого взаимодействия между радиаль-
ными слоями газа и сменой режима работы трубы по доле охла-
жденного потока ц. С ростом частоты вращения вихревого энер-
горазделителя по описанной схеме по мере возрастания частоты
вращения п происходит постепенный переход режима работы от
противоточного к прямоточному и далее к работе в режиме вих-
ревого эжектора (рис. 8.12).
В процессе перехода от противоточной схемы работы к прямо-
точной постепенно возрастает доля охлажденных масс газа, вы-
пускаемых вместе с подогретыми через дроссель. В процессе пе-
ремешивания за раскручивающим устройством температура газа
выравнивается. Темп снижения эффектов подогрева при этом
должен быть заметно большим, чем темп снижения эффектов ох-
лаждения, что и было подтверждено опытами.
Других исследований, связанных с этой проблемой, обнаружить
381
3
1
Рис. 8.13. Схема подвода охлаждающего воздуха к первой ступени турбины
не удалось. Поэтому вопрос о возможности применения вращаю-
щихся вихревых труб пока остается не до конца изученным.
В практике применения вихревых труб встречаются достаточ-
но крупногабаритные их экземпляры с диаметром до 2 м и более
[75, 76, 84, 168]. С этой точки зрения представляет интерес воз-
можность использования вихревого эффекта в системе термоста-
тирования ротора, улучшения работы думисной системы и под-
вода охлаждающего воздуха к турбине высокого давления с за-
круткой потока.
В традиционной схеме высокотемпературного ГТД на охлаж-
дение средней части и выходной кромки соплового аппарата ис-
пользуется воздух пониженного давления из промежуточной сту-
пени компрессора или просочившийся через лабиринтные уп-
лотнения ротора. Рабочее колесо охлаждается при этом воздухом
с температурой, сниженной на несколько десятков градусов в ап-
парате предварительной закрутки. При этом между турбиной и
компрессором создается полость для разгрузки осевого усилия на
опоры ротора (думисная система), где срабатывается до 1% сжа-
того в двигателе воздуха. Сброс «дорогого» воздуха обусловлен
необходимостью понижения давления рабочего тела в этом про-
странстве. Снижение давления осуществляется стравливанием в
382
окружающую полость через уплотнения ротора. Представляет
интерес сбросить это давление в процессе расширения в камере
энергоразделения вихревой трубы, встроенной в систему охлаж-
дения ротора (см. рис. 8.12).
На рис. 8.13 представлена принципиальная схема каскада вы-
сокого давления ГТД с организацией в подкамерном пространс-
тве закрученного течения охладителя. Под камерой сгорания 1
расположен цилиндрический либо конический корпус вихревого
энергоразделителя 2, куда из полости течения вторичного возду-
ха 3 камеры сгорания 1 подается часть вторичного воздуха. На
охлаждение турбины, как следует из схемы течения, подаются за-
крученные приосевые массы газа, охлажденные в камере энерго-
разделения. Избыточное по сравнению с охлажденным потоком
давление подогретого потока воздуха срабатывается в процессе
охлаждения задней полости сопловой лопатки. Неизбежные уте-
чки воздуха через осевой зазор за последним рабочим колесом
турбины при их подкрутке в направлении вращения ротора ис-
пользуются на организацию дополнительного потока, вдуваемо-
го в приосевую зону.
Таким образом, использование вихревых энергоразделителей
целесообразно при решении специальных задач теплообмена в
энергетических установках и ГТД: охлаждение статорных лопа-
ток турбины, в системе подвода сжатого воздуха в турбину высо-
кого давления, для нагрева лопатки направляющего аппарата с
целью предупреждения обледенения при работе в условиях боль-
шой влажности воздуха и низкой температуры.
8.3. Вихревой пробоотборник-датчик качества распыла жидкого
горючего и степени его испаренности
Тонкость распыла жидкого топлива, его равномерность, а так-
же степень испаренности, представляющая собой отношение ис-
парившейся жидкости к полной распыленной массе жидкого то-
плива, играют существенную роль в процессе доводки высокоэф-
фективных термохимических реакторов, камер сгорания и мно-
гих других топливосжигаюших устройств [62,106]. Существую-
щие экспериментальная техника и методики по опытному изме-
рению отмеченных выше характеристик имеют недостатки, су-
щественно снижающие достоверность экспериментального мате-
383
риала. В ряде случаев установки слишком сложны, для своей ре-
ализации требуют дорогостоящего оборудования, не позволяю-
щего производить моментальный экспресс-анализ. Повышение
точности обычно достигается существенным усложнением мето-
дики измерения. В то же время, исследования по формированию
поля скоростей и характерные особенности течения вихря внут-
ри осесимметричного канала в совокупности с охлаждающим и
подогревающими эффектами позволяют создать оригинальную
методику измерения дисперсности и разработать комбинирован-
ный датчик измерения дисперсности и степени испаренности [5,
6, 136, 138, 150, 151].
Распыленная форсункой жидкость представляет собой ан-
самбль примерно сферических капель различных размеров. Само
формирование капель следует отнести к случайным процессам.
Даже зафиксировав все параметры впрыска — расход, свойства
жидкости, форму отверстия форсунки, ее тип, а также парамет-
ры потока воздуха внутри объема, нельзя в одном и том же мес-
те получить капли одинакового размера, обладающие одинако-
вой скоростью. Это объясняется флуктуационным характером
взаимодействия газа и впрыскиваемой жидкости. Распределение
капель, характер распыла, определяющие его качество, обычно
характеризуются функцией распределения <р(</ж, X, т), пред-
ставляющей собой число капель с размером в интервале <1Ж + Д</ж
и скоростью И^+ Д W*, находящихся в данной точке в момент
времени т [162]. Оценка качества распыла осуществляется по па-
раметру п равномерности распределения капель и среднемедиан-
ному диаметру капель d.
Набегающий поток воздуха, движущийся со скоростью W, на-
талкиваясь на жидкую пелену, имеющую форму усеченного ко-
нуса, взаимодействует с ней и, разрушая, дробит на отдельные
капельки. При этом, как правило, образуется спектр капель все-
возможных размеров, лежащий в пределах от 1 < < 500 мкм. С
помощью управления степенью закрутки диагностируемой, про-
бы можно регулировать распределение капель по радиусу пробо-
отборника в зависимости от их массы. Охлаждение приосевых
масс газа в вихревых трубах предлагается использовать для более
полной конденсации испаренной фазы при исследовании степе-
ни испаренности. Для уточнения некоторых конструктивных
элементов, определяющих геометрию пробоотборника и для про-
384
гнозирования характера распределения капель по радиусу, про-
водится расчет, цель которого состоит в определении аналитиче-
ской зависимости между геометрическими параметрами L, гк
пробоотборника и степенью закрутки входного потока LZ/PK, где
— окружная, а РИ — осевая составляющие скорости.
При движении жидкой фазы топлива в периферийном вихре
капли ее составляющие испытывают со стороны окружающей
среды действие сил, к которым можно отнести:
центробежную силу
V2 7
Fa = т-^- = таг г, (8.3)
силу Стокса
ГСт = блгрго^,; (8.4)
поверхностную силу, обусловленную радиальным градиентом да-
вления Fp. Градиент давления в закрученных потоках направлен
от оси к периферии, тогда на поверхность капли 5 = 4лг02 дейст-
вует сила Fp— &PS. С помощью радиального градиента давления
дР(г)/дг можно найти поверхностную силу
Гр = 2л J rPr'(r + r0)dr- f rP;(r0-r)dr .
(8.5)
Расчеты показывают, что при реализуемых степенях закрутки
потока в вихревой камере поверхностная сила пренебрежимо ма-
ла по сравнению с центробежной силой и силой Стокса. Тогда с
учетом радиального градиента давления и изменения кинематиче-
ских параметров по радиусу запишем изменение равнодействую-
щей сил, действующих на каплю, в дифференциальном виде
dFjdr = т (со2 - 2сосо') г - 6л vr0 (р'ыг + и'р), (8.6)
где со — угловая скорость; г — текущее значение радиальной пози-
ции капли; г0 — первоначальный радиус капли; v — вязкость жид-
кости; р — плотность топливо-воздушной смеси на радиусе г.
Пусть характеристическое время т определяется как необходи-
мое для того, чтобы капля, движущаяся в осевом направлении со
385
скоростью W прошла путь, равный длине вихревой зоны L про-
боотборника. Характеристическое время т должно быть достато-
чно для того, чтобы все капли, диаметры которых больше задан-
ного из условия обеспечения необходимой точности замера, ус-
пели бы осесть на внутренней поверхности вихревой камеры.
При невысоких степенях закрутки можно считать осевую ско-
рость постоянной на данном радиусе вдоль вихревой камеры, то-
гда
т —L/W. (8.7)
В соответствии с законами сохранения запишем
dF 2а
dr т'dr'
(8.8)
Текущий радиус связан с характеристическим временем соот-
ношением, позволяющим производную от ускорения по радиусу
записать в виде da/dr = 2 W2/L2, и, следовательно,
dF 2W2
dr I2
При практически реализуемых в реальных условиях скоростей
течения топливо-воздушной смеси U < 100 м/с можно пренеб-
речь сжимаемостью несущей воздушной фазы (р = const). Считая
влияние вязкости несущественным, уравнение (8.8) можно
решить в виде условий, определяющих необходимую степень за-
крутки, обеспечивающую сепарацию капель в соответствии с за-
данной степенью точности
г1- Г+
W2 L2’ W
(8.9)
В более общем виде уравнение (8.9) имеет вид
"L^2
РИ2 к
2m — +р -*-
\ L )______т_
„ L гкрр£ ’
т + рр------
Р т W2
(8.10)
где W= Uo sin a, a Uo — скорость диагностируемого двухфазного
потока воздуха и распыленного в нем горючего в жидкой фазе;
386
Рис. 8.14. К расчету угла установки
трубки отбора пробы
р = 6nvr0 — параметр, зависящий от вязкости и начального раз-
мера капли.
Угол установки трубки приемника вихревой камеры (рис. 8.14)
может быть найден из уравнения (8.10) с учетом геометрических
характеристик.
.2 пт COS2 а от COS2 а /Ъ /о in
m ctga + рр£ .-------rKPp£ • . = Ф, (8.11)
V sin а V sin а
где O = rK2-te + ^p2l
к г2 ч. ~
\, £ m )
Выражение (8.11) может быть сведено к виду
A sin4 а + п • sin3 а - С sin3 а + D = 0, (8.12)
где А = т + Ф; Л=рр£^~;
•Ч)
П = ГжРр
С = т +D.
Отношение аксиальной и тангенциальной составляющих ско-
рости капли, находящейся в закрученном потоке в вихревой ка-
мере равно тангенсу угла входа а:
И7Ц, = tg а.
Уравнение (8.12) позволяет рассчитать угол ввода газожидко-
стной смеси в вихревую камеру, позволяющий для камеры с ра-
диусом гк и длиной £ обеспечить полную сепарацию капель на
стенке, чьи диаметры больше некоторого критического значения
387
dKp> Ц)- В качестве примера можно привести результаты расчета
для распыла керосина в потоке воздуха при исходных данных:
rK= 10-2 м; гж= 806 кг/м3; L = 5 • 10~2 м; v = 1,4 • Ю“6 м2 • с-1;
рв= 1,2 кг/м3; т = 4лг03рж/3; г0= 6 • 10-6 м; Uo = 40 м/с.
Значения для г0 взяты из [162] и соответствуют минимальному
радиусу капель жидкой фазы в условиях топливного факела для
большинства центробежных форсунок. Решение (8.12) при отме-
ченных данных дает а = arcsin 0,32, т. е. а = 19°. Необходимая из
расчета степень закрутки, обеспечивающая сепарацию всех капель
размером d> d0= 1,2 • 10~5 м, будет обеспечена для UQ= 40 м/с,
если угол установки патрубка отбора пробы составит с осью вих-
ревой камеры угол а= 19°.
Работоспособность пробоотборника с заране заданной степе-
нью точности может быть обеспечена лишь при определенном
соотношении площадей отверстий ввода исследуемой парогазо-
жидкой смеси и ввода отсепарированной в пробоотборнике жид-
кой фазы. Утечки паровой фазы вместе с жидкой будут ликвиди-
рованы тогда, когда жидкая фаза полностью заполнит проходное
сечение патрубка отвода. Максимальная площадь сечения отвод-
ного канала определяется из расчета расхода отсепарированной
жидкой фазы при минимальной (5%) степени испаренности.
Предположим, что суммарный расход парогазожидкостной
смеси через входное сечение пробоотборника составляет Go.
Если распыленное в воздухе топливо распределено равномерно,
можно предположить, что коэффициент избытка воздуха ав име-
ет постоянное значение во всех точках (зонах) этой области, из
которой отбирается данная проба. Зная (70 и ав можно получить
массовый состав смеси керосина и воздуха:
^/в=«в^/т; Go/T=Go/B< (8ЛЗ)
Отсюда получим
Go = Go/T (ав + 1) = Go/B Г^±11. (8.14)
V ав J
При 5%-ной испаренности GQ топливо представляет собой
смесь паровой и жидкой фаз
388
^o/T= GT'+ g;, (8.15)
где GT'— массовый расход жидкой фазы; G" — массовый расход
паровой фазы.
Если <р — коэффициент массовой испаренности топлива, то по
определению
g; G’
Ф =---— = —т-.
+ g^
(8.16)
Из данного выражения легко получить уравнения, связыаю-
шие величины расходов 6Т', G", 6о/т
Ст’ = фСо/т; С;=Ст^^ = С^т(1-ф). (8.17)
Гарантированный отбор сконденсированной жидкой фазы с
боковой поверхности вихревой камеры возможен лишь при от-
сутствии подсоса парогазожидкостной смеси, когда приемное от-
верстие сконденсированной фазы полностью покрыто жидкой
пеленой. Из анализа расходов для обеспечения этого условия
необходимо соблюсти отношение площади проходного сечения,
отверстия отбора жидкой фазы F’ и площади подвода диагности-
руемой парогазожидкостной смеси Fo:
L. < --- [рв + рж (1 - ф) + Ржф] • (8.18)
(1 + ав)2
Если из технических условий известны все параметры правой
части выражения (8.18), то оно однозначно решается относитель-
но F' — площади отвода капель жидкости, диаметр которых
больше заданного d0.
В то же время при известных F’ и Fo выражение (8.18) может
быть решено относительно коэффициента испаренности ф.
Изложенное выше позволяет сделать вывод о том, что, исполь-
зуя сепарационные свойства ограниченного закрученного пото-
ка, можно создать универсальный пробоотборник — датчик сте-
пени дисперсности и степени испаренности.
Вихревой пробоотборник (рис. 8.15) предназначен для отбора
проб и фазового разделения при исследованиях качества распЫ-
389
Рис. 8.15. Вихревой пробоотборник
ла и степени испаренности жидкости, распыленной в газовом
потоке.
Основными элементами конструкции пробоотборника явля-
ются: сепарационная (вихревая) камера 7; патрубок тангенциаль-
ного ввода потока парогазожидкостной смеси 2; патрубок отвода
парогазовой компоненты исходного потока 3; штуцер отбора от-
сепарированной жидкости 4; регулируемое дроссельное устрой-
ство 5; камера энергоразделения 6; окна отвода подогретых масс
воздуха 7; штуцер подвода сжатого воздуха 8\ конус стока жидко-
сти 9. О внешнем виде пробоотборника и работе его в лаборатор-
ных условиях на испытательном стенде можно судить по
рис. 8.16. Патрубок 3 отвода парогазовой смеси, размещен в при-
осевой зоне вихревой трубы 6, где он интенсивно охлаждается
приосевым потоком. Обеспечение нужного режима охлаждения
патрубка 3 достигается вращением дроссельной втулки 5, пере-
390
крываюшей окна отвода 7 подогретых масс газа. Сжатый воздух
в вихревую трубу подается через штуцер 8 и тангенциальное со-
пло 9, к которому примыкает диафрагма 10 с отверстием 11. При
работе желательно вертикальное расположение патрубка.
При оценке качества распыла необходимо знать вид функции
распределения капель по диаметрам, в которую входят три пере-
менные величины: d— средний диаметр капель спектра, dmax —
наибольший диаметр образующихся капель и п — константа рас-
пределения. Для форсунок центробежного типа л = 2,1, а для
прямоструйных — л = 2,4 [162].
При исследовании качества распыла вихревым пробоотборни-
ком необходимо знать критерий его сепарации dKp, который име-
ет смысл характерного диаметра капель.
Все капли, диаметры которых d> d^, сепарируются на стенках
цилиндрической поверхности камеры энергоразделения. Капли с
диаметром d < dKp не сепарируются и отводятся через централь-
ный патрубок 3 отвода парогазожидкостной смеси, d^ является
характеристикой пробоотборника и может измениться лишь при
изменении степени закрутки, т. е. со сменой угла установки а за-
борного патрубка.
Спектр распыла топлива может быть описан зависимостью
[162]
К/ = 1-ехр -(djd)”
(8.19)
где V' — суммарный относительный объем всех капель диамет-
ром от 0 до dt.
По своей физической сути V' можно записать в виде отноше-
ния
(8.20)
где — суммарный объем капель от 0 до di; Ко — объем всех ка-
пель, т. е. полный объем распыленной жидкости.
Совместное рассмотрение выражений (8.20) и (8.19) дает
= Ио 1-ехр -(djd^
(8-21)
Если вместо dt подставить в выражение (8.20) критерий сепа-
391
2
Рис. 8.16. Вихревой пробоотборник. Испытания качества распыла на стенде:
1 — вихревая форсунка; 2 — пробоотборник; 3 — факел распыла; 4 — отсепари-
рованнная фракция
392
рации пробоотборника dKp, то равный объему топлива в ка-
пельной и паровой форме, протекающей через центральный ка-
нал 3. Масса этого объема очевидно равна Мк= ИЕ'р, или
М = (1 - exp [-(dKp/dj"]) Мо, (8.22)
где Мк+ Мж= Мо.
Таким образом, путем взвешивания отобранных фаз Мк и Мж
можно найти суммарную массу жидкости Мо, прошедшей за вре-
мя т в составе отобранной пробы через вихревой пробоотборник.
Для случая рж характер спектра распыла можно найти как
и/=^-=1-ехр[-(^/^)Т-
_ По известному значению И/= Л/к/Л/0 рассчитывают параметр
d, являющийся характеристическим среднемедианным диамет-
ром по Проберту:
(8-24)
который связан с максимальным </тах известным соотношением
[162]:
d^ = 2d • [In 2]1/л . (8.25)
Если вместо отсепарированной капельной жидкости Мк была
бы взвешена масса сконденсированной паровой фазы испарен-
ного топлива, то величина Vj в этом случае имела бы смысл от-
носительного объема испарившейся жидкости.
8.4. Другие примеры возможного использования вихревых труб
в промышленности и энергетике
Уникальные способности вихревых труб к одновременному
нагреву одной и охлаждению другой частей газа позволяет пред-
положить возможность создания эффективного теплового насо-
са. В схеме теплового насоса одна из труб двухконтурная.
Принципиальная схема теплового насоса с расширительным
устройством на базе двух вихревых труб показана на рис. 8.17.
Схема теплового насоса содержит компрессор 1, своим выхо-
393
Рис. 8.17. Тепловой насос
дом подключенный через первую секцию теплообменного аппа-
рата 2, установленного в обогреваемом объекте 3, к входным ус-
тройствам вихревой трубы с дополнительным потоком 4 и низ-
котемпературной вихревой трубы 5. Выход подогретого потока
низкотемпературной трубы 5 соединен с приосевой зоной вихре-
вой трубы с дополнительным потоком 4. Выход подогреваемого
потока вихревой трубы с дополнительным потоком 4 через вто-
рую секцию теплообменного аппарата 2 подключен к активному
соплу эжектора 6. Выходы охлажденного потока вихревых труб 4
и 5 через низкотемпературный источник тепла 7 подсоединены к
пассивному соплу эжектора 6. Камера смешения 8 эжектора 6 со-
единена со входом в компрессор 1, привод которого осуществля-
ется от электромотора 9. С помощью характеристик вихревых
394
Рис.8.18. Зависимость отопительного коэффициента от долей охлажденных пото-
ков вихревых труб ц (противоточной) (а) и ц' (с дополнительным потоком) (б)
эффектов был поставлен математический эксперимент по выяв-
лению оптимального режима для достижения максимального
отопительного коэффициента
где — тепло, отдаваемое обогреваемому объекту; W — мощ-
ность, затрачиваемая на привод компрессора. Расчеты подтвер-
дили работоспособность предлагаемой схемы. На оптимальном
режиме при использовании в качестве рабочего тела воздуха ма-
ксимальный отопительный коэффициент достигает 15%
(рис. 8.18), что позволяет в некоторых случаях рекомендовать
рассмотренную схему к внедрению. Однако для достижения бо-
лее существенной экономии энергии путем перекачки ее из ни-
зкотемпературного источника тепла к обогреваемому объекту не-
обходимо перейти к использованию в схеме парокомпрессорной
холодильной машине. Эффективность последней существенно
возрастает, если использовать вихревую трубу как расширитель-
ное устройство, передавая ей частично функции конденсатора и
переохладителя. Такая схема парокомпрессорной установки с ви-
хревой трубой работающей на ц = 1 показана на рис. 8.19.
Она состоит из компрессора 1, выход которого через теплооб-
менник 2 подключен по входу в вихревую трубу 3, а вход соеди-
нен с камерой сепарации 4, размешенной в полости, образован-
ной кожухом 5 и корпусом 6 вихревой трубы 3. На конце, уда-
ленном от корпуса внутри вихревой трубы, установлен развихри-
395
тель 7, а на другом выполнен выход в виде двух коаксиальных ка-
налов. Внутренний канал в виде конического диффузора 8 и на-
ружный — в виде кольцевого сопла 9. Причем кольцевое кони-
ческое сопло 9 сообщено с камерой сепарации 4. Конический
диффузор подключен к верхней части испарителя 10 таким обра-
зом, чтобы исключался непосредственный контакт с жидкой фа-
зой хладагента, прокачиваемого из испарителя 10 насосом 11 че-
рез охлаждаемый объект 12. Вихревая труба 3 содержит завихри-
тель 13 и камеру энергетического разделения 14, кожух 75. Меж-
396
ду кожухом 75 и камерой энергоразделения образовано межруба-
шечное пространство 16. В камере энергоразделения 14 выпол-
нена щель отвода жидкой фазы 7 7 для отвода отсепарированной
жидкой фазы хладагента.
Опишем цикл предлагаемой установки изображенный на Т, S-
и Р, i — диаграммах (рис. 8.20). В предлагаемой установке в ви-
хревой трубе происходит сепарация конденсата — жидкой фазы
хладагента и отвод части несконденсировавшегося газа. Как уже
отмечалось, вихревая труба выполняет роль конденсатора и рас-
ширительного устройства с переохладителем. После процесса ох-
лаждения 2"—2 рабочее тело через завихритель 13 подается в ви-
хревую трубу 3 в виде интенсивно закрученного вихревого пото-
ка. В процессе энергоразделения повышается температура у пе-
риферийного потока, перемещающегося от соплового ввода за-
вихрителя 13 к крестовине 7. Температура периферийных масс
газа на 30—50% выше исходной. Этот факт и высокий коэффи-
циент теплоотдачи от подогретых масс газа к стенкам камеры
энергетического разделения 14 приводит к интенсификации теп-
лообмена и уменьшению потребной поверхности теплообмена у
конденсатора, а, следовательно, обеспечивает уменьшение его
габаритов и металлоемкости. В приосевом вихре, имеющем по-
ниженную температуру за счет расширения в процессе дроссели-
рования и вследствие реализации эффекта Ранка, происходит
конденсация. Образовавшиеся капли влаги отбрасываются цент-
робежными силами на периферию. Часть конденсата вытекает
через кольцевую щель 18 в конденсатосборник, а другая уносит-
ся потоком и вытекает через кольцевое коническое сопло 9 в ка-
меру сепарации 4. По стенкам камеры сепарации жидкая фаза
хладагента стекает и отводится в испаритель 10. Из испарителя
10 жидкая фаза прокачивается насосом 77 через охлаждаемый
объект 12, охлаждает его и возвращается в испаритель 10. Из ис-
парителя 10 паровая фаза через сопло 77 поступает в вихревую
трубу в центральную ее часть в область рециркуляционного тече-
ния и через коническое кольцевое сопло 9 выбрасывается в се-
парационную камеру 4, откуда в виде паровой фазы всасывается
вновь в компрессор 7, сжимается до необходимого давления и
вновь возвращается через теплообменник 2 на вход в вихревую
трубу 3. По межрубашечному пространству 16 между камерой
энергоразделения 14 и кожухом 75 циркулирует охлаждающая
397
вода. Процессы, протекаю-
щие внутри вихревой трубы,
можно условно разбить на
два. Это — охлаждение в пе-
риферийном вихре, протека-
ющее с уменьшением давле-
ния, и конденсация в при-
осевом с отводом конденсата
на периферию и отбором его
через кольцевую щель. На
рис. 8.20 охлаждение пери-
ферийного вихря условно
показано процессами 2—3 и
3—4. При подаче через зави-
хритель насыщенного пара
первоначальное разделение
происходит при расширении
газа в сопловом вводе. Обра-
зовавшаяся газожидкостная
смесь поступает в камеру
разделения, образуя закру-
ченный двухфазный поток, в котором на периферии имеется
жидкое кольцо, вытекающее в щель 18.
Температурное разделение газового ядра приводит к нагрева-
нию периферийных слоев и охлаждению приосевых. Место рас-
положения отверстия 18 в каждом конкретном случае подбирает-
ся индивидуально и зависит от рода рабочего тела и режима ра-
боты таким образом, что за ним в периферийном потоке течет
лишь газовая фаза подогреваемая теплом, поступающим от при-
осевых элементов.
Обоснованием повышения удельной холодопроизводительно-
сти может быть очевидный результат, вытекающий из Т, S —
диаграммы. Использование вихревой трубы позволяет заменить
процесс расширения в дросселе 3—6 (см. рис. 8.20) на процесс
расширения в вихревой трубе 3—4—5, совмещая переохлаждение
с расширением. Т. е. в охлаждаемый объект поступает рабочее
тело, состояние которого будет определяться точкой 5, а не точ-
кой 6, как было бы при использовании в качестве расширителя
дроссельного устройства. Холодопроизводительность при ис-
398
пользовании дросселирования определяется разностью энталь-
пий qQ= Так как процесс дросселирования изоэнтальпий-
ный, то, в конечном итоге, при использовании дросселя холодо-
производительность определится как q0= — iy При использова-
нии вихревой трубы и переохлаждения рабочего тела конечная
энтальпия будет определяться, точкой 5, а холодопроизводитель-
ность <?0' = — /5. Но так как is < i3, то и q^ < q0. Величина
<р = q^/q зависит от рода хладагента и характеристик вихревого
энергоразделителя и возрастает с ростом эксергетического КПД
т|ех процесса энергоразделения в вихревых трубах.
399
Список литературы
1. Абрамович Г.Н. Теория турбулентных струй.— М.: Наука,1984.
2. Абрамович Г.Н., Трофимов Р.С. Вихревые течения с висячими областями от-
рыва и дальнобойными незакрученными центральными струями // ИФЖ,—
1987. Т.53, № 5. С.751-757.
3. Авиационная акустика/ Под ред. А. Г. Мунина, Е. В. Квитки.— М.: Машино-
строение, 1973.
4. А. с. СССР № 1186262, В 04С 3/06, 1985.
5. А. с. 1368717 AI4C N15/02. Способ определения дисперсности газопарожидко-
стной смеси / Ш. А. Пиралишвили, В. П. Муляров (СССР). № 3997094/23-25.
Опубл. 23.01.88, бюл. № 3.
6. А. с. 1394093 AI4C 01 N1/00. Пробоотборник для определения степени испа-
ренности / Ш.А. Пиралишвили, В.П. Муляров, С.М. Пиотух, Н.Г. Шитиков
(СССР).- № 4034696/23-26. Опубл. 07.05.88, бюл. № 17.
7. Азаров А.И. Характеристики вихревой трубы с рециркулирующим горячим
потоком// Холодильная техника и технология. Киев: Техшка, 1974. №18.
С.48-52.
8. Азаров А.И. Охлаждаемая вихревая труба с нестационарным горячим потоком.
Там же. Киев: Техн1ка, 1973, №17. С.21—44.
9. Азаров А.И. Бытовые вихревые холодильники для кабин транспортных средств
Ц Холодильная техника. 1986. № 7. С.28—30.
10. Азаров А.И., Муратов С.О., Самойлюк Т.П. Температурно-энергетические ха-
рактеристики маломасштабных вихревых труб// Холодильная техника и тех-
нология. Киев: Техшка, 1979. Т.28. С.26—28.
11. Алабин М.А., Кац Б.М., Литвинов Ю.А. Запуск авиационных газотурбинных
двигателей. — М.: Машиностроение, 1975.
12. Алексеев Т. С. О природе эффекта Ранка// ИФЖ. 1964. Т.7у № 4. С.121—130.
13. Алексеев В.П., Мартыновский В.С. Эффект вихревого температурного разде-
ления перегретых паров и опытная проверка гипотезы Хилша-Фультона //
Изв. АН СССР, ОТН, 1956. N1.- С.121-127.
14. Алексеев В.П., Мартыновский В.С. Исследование эффекта вихревого темпе-
ратурного разделения газов и паров// Журн. техн, физики. 1956. Вып. 10, N26.
С.2303-2309.
15. Алексеенко С.В., Окулов ВЛ. Закрученные потоки в технических приложе-
ниях (обзор)// Теплофизика и аэромеханика. 1996. Т.З, N2. С.101—138.
16. Артамонов Н.А., Абросимов Б.Ф., Максименко М.З. Динамика струйных те-
чений в вихревой трубе// ИФЖ. 1987. Т.53, № 6. С.906-911.
17. Аруга И. Обзор работ по изучению вихревых труб: Пер. с япон.// Рэйто. 1964.
Т. 39, №443. С.121-130.
400
18. Аэродинамика закрученной струи/ Р.Б. Ахмедов, Т.Б. Балагула, Ф.К. Рашидов
и др.// Под ред. Р.Б. Ахмедова. М.: Энергия, 1977.
19. Баранов В.А., Викульцев Ю.А., Рис В.В. Экспериментальное исследование
влияния числа Рейнольдса на энергоразделение в вихревой трубе // Процес-
сы горения и охрана окружающей среды: Материалы II Всероссийской науч.-
техн. конф. / РГАТА. Рыбинск. 1997. 4.1. С.16—19.
20. Бахмат Г.В. Использование вихревого эффекта для дегазации сырого конден-
сата И Проблемы нефти и газа Тюмени. 1981. Вып. 49. С.60—61.
21. Белостоцкий Б.Р., Колышев Н.Д. и др. ОКТ с вихревым охлаждением. Вихре-
вой холодильник для оптико-механических приборов // Оптико-механ. про-
мышленность. 1968, № 7. С.35-38.
22. Бирюк В.В. Вихревой эффект энергетического разделения газов в авиацион-
ной технике и технологии// Изв. вузов. Авиационная техника. 1993. № 2.
С.20-23.
23. Бирюк В.В. Основы расчета характеристик вихревых авиационных систем ох-
лаждения. Самара: СГАУ, 1997.
24. Бирюк В.В., Лукачев С.В. Исследование температурных характеристик вихре-
вых труб // Материалы второй Российской национальной конференции по
теплообмену. Москва: МЭИ. 1998. Т.2. С. 56—59.
25. Бобровников Г.Н., Поляков А.А., Ильина Н.И. Исследование воздушных си-
стем термостатирования и их расчет// Тр. МВТУ, 1982. № 388. С. 38—70.
26. Борисенко А.И., Сафонов В. А, Яковлев А.И. Влияние геометрических пара-
метров на характеристики конического вихревого холодильника// МФЖ.
1968. Т. XV, № 6. С.988-993.
27. Борисов А А, Куйбии П.А, Окулов ВЛ. Описание конвективного теплопере-
носа в вихревой трубе// Докл. РАН. 1993. Т. 331, № 1. С.28—31.
28. Бродяиский В.М., Лейтес ИЛ. Зависимость величины эффекта Ранка от
свойств реальных газов// ИФЖ. 1962. Т.5, № 5. С. 38-41.
29. Бычков Л.Т., Рудаков Ю.С. Применение теории размерностей к анализу тер-
мовихревого эффекта// Изв. вузов. Авиационная техника. 1968. № 3. С.21 —
23.
30. Бунге М. Философия физики. М.: Прогресс, 1975.
31. Вакуумная охлаждаемая ловушка. А. с. СССР № 1481465 Al 4F04 В 37/08, F
04 В 9/06. Заяв. 20.07.87. Опубл. 23.05.89, бюл. № 19. (Авт. Ш.А. Пиралишви-
ли, Н.Н. Новиков).
32. Варгафтнк Н.Б. Справочник по теплофизическим свойствам газов и жидко-
стей: Справочник. М.: Наука, 1972.
33. Веске Д.Р., Стуров Г.Е. Экспериментальное исследование турбулентного за-
крученного течения в цилиндрической трубе// Изв. СО АН СССР. Сер. техн,
науки. 1972. Т.З, N13. С.3-7.
34. Вихревой эффект и его применение в технике: Материалы I Всесоюзной на-
уч.-техн. конференции. Куйбышев: КуАИ, 1971. — С. 25.
35. Вихревой эффект и его применение в технике: Материалы II Всесоюзной на-
уч.-техн. конференции. Куйбышев: КуАИ, 1976. С. 273.
36. Вихревой эффект и его применение в технике: Материалы III Всесоюзной на-
уч.-техн. конференции. Куйбышев: КуАИ, 1981. С.443.
37. Вихревой эффект и его применение в технике: Материалы IV Всесоюзной на-
уч.-технической конференции. Куйбышев: КуАИ, 1984. С.283.
38. Вихревой эффект и его применение в технике. Материалы V Всесоюзной на-
уч.-техн. конференции. Куйбышев: КуАИ, 1986. С.256.
401
39. Вихревой эффект и его применение в технике. Материалы VI Всесоюзной на-
уч.-техн. конференции. Куйбышев: КуАИ, 1993. С. 223.
40. Вихревые аппараты/ А.Д. Суслов, С.В. Иванов, А.В. Мурашкин и др./ Под
ред. А.Д. Суслова. М.: Машиностроение, 1985.
41. Власов Е.В., Гииезский А.С. О двухстороннем характере акустического воз-
действия на свободные турбулентные струи// Турбулентные течения. М.: На-
ука, 1974. С.149—154.
42. Власов Е.В., Гиневский АС., Каравосов Р.К. Исследование волновой струк-
туры течения в начальном участке струи при различных уровнях начальной
турбулентности// Уч. зап. ЦАГИ. 1978. Т.9, № 1. С.25-32.
43. Волов В.Т. Интегральный метод расчета характеристик радиально-щелевых
диффузоров// Исследование холодильных машин // Тр. Ленинградского тех-
нологического института холодильной промышленности. Л.: 1979. С.146—155.
44. Волов В.Т. Метод расчета вихревого диффузорного устройства// ИФЖ. 1983.
№ 1. С.35-41.
45. Волчков Э.П., Дворников Н.А, Терехов В.И. Тепломассообмен и трение н
турбулентном пограничном слое закрученном потоке. Новосибирск: 1986.
Предпринт Ин-та теплофизики СО АН СССР. № 107.
46. Волчков Э.П., Смульский И.И. Аэродинамика нихревой камеры со вдувом по
боковой поверхности. Новосибирск: 1979. Предпринт Ин-та теплофизики СО
АН СССР. № 38-79.
47. Вольф Л. мл., Лейвеи 3., Фнджер АА Измерение затухания вращательного
движения в турбулентном потоке// Ракетная техника и космонавтика. 1964.
№ 9. С.21-30.
48. Воронив Г.И. Конструирование машин и агрегатов систем кондиционирова-
ния. М.: Машиностроение, 1978.
49. Вулвс Л.А, Кострищ АА Элементарная теория эффекта Ранка// Теплоэнер-
гетика. 1962. № 10. С.72-77.
50. Высочив В.А О связи параметров потока в сопловом сечении с режимом ра-
боты вихревой трубы // Вихревой эффект и его применение в технике: Мате-
риалы II Всесоюзной науч.-техн, конференции /Куйбышев: КуАИ. 1976.
С.57-63.
51. Гольдштик М.А Задача о смерче как пример несуществования решения урав-
нений Навье-Стокса при больших числах Рейнольдса: Автореф. дис. иа соиск.
уч. степени канд. физ.-мат. наук. Л., 1961.
52. Гольдпггик МА К теории эффекта Ранка (закрученный поток газа в вихре-
вой камере) // Изв. АН СССР, сер. МЖГ. 1969. № 4. С.153-162.
53. Гольдштик МА Вихревые потоки. Новосибирск: Наука, 1981.
54. Гостинцев Ю.А Об устойчивости течения по трубе идеальной вращающейся
жидкости.
55. Григорьян АТ. Механика от античности до наших дней. М.: Наука, 1974.
56. Гринспен X. Теория вращающихся жидкостей. Л.: Гидро.метеоиздат, 1975.
57. Гришин АА. Влияние влажности сжатого воздуха на температуру холодного
потока вихревого охладителя // Охлаждение воздуха в угольных шахтах. —
Мак. НИИ. 1973. Вып. 3. С.62-64.
58. Гродзовский ГЛ., Кузнецов Ю.Е. К теории камеры для вихревого охлаждения
газового потока// Изв. АН СССР, ОТН. 1954. № 10. С.112—118.
59. Гуляев АИ. Исследование вихревого эффекта // Журн. техн, физики. 1965.
Т. 35. № 10. С.1869-1881.
60. Гуляев АИ. Исследование конических вихревых труб // ИФЖ. 1965. Т.10,
№ 3.
402
61. Гуляев АИ. Эффект Ранка при низких температурах //Там же. Т.9, № 3. —
С.354—357.
62. Гупта А, Лилли Д., Сайред Н. Закрученные потоки: Пер. с англ./Под ред.
С.Ю. Крашенинникова. М.: Мир, 1987.
63. Гуцол АФ. Эффект Ранка // Успехи физ. наук. 1997. Т.167, N6. С.665—686.
64. Гуцол АФ. Численное моделирование возвратно-вихревой и прямоточно-ви-
хревой термоизоляции плазмы // Тр. второй РНКТ. М.: МЭИ. 1998. Т.2.
С. 104-107.
65. Данилин Б.С. и др. Основы конструирования вакуумных систем. М.: Энергия,
1971. С.271.
66. Дейч М.Е. Техническая газодинамика. М.: Энергия, 1974.
67. Дейч М.Г., Лихерзак Е. О вихревых эффектах в турбинной ступени // Изв.
АН СССР: Сер. Энергетика и транспорт. 1964. № 1. С. 109—115.
68. Дыскин Л.М., Крамаренко П.Т. Энергетические характеристики вихревых ми-
кротруб// ИФЖ, 1984. Т.42, N6. С.903-905.
69. Евсеев Г.Б., Глизмаиенко Д JI. Оборудование и технология газопламенной об-
работки металлов и неметаллических материалов. М.: Машиностроение, 1974.
С.20-31.
70. Енгов В.М., Калашников В.А., Райский Ю.Д. О параметрах, определяющих
вихревой эффекг // Изв. АН СССР, МЖГ. 1967, № 3. С.32-38.
71. Епифанова В.И., Ивакин О.А., Шадрина В.Ю. Основы приближенной мето-
дики расчета вихревых труб // Изв. вузов. Сер. Машиностроение. 1979. № 7.
С.57-62.
72. Жориик И.В. Разработка, исследование и реализация способа охлаждения
элементов ГТД вихревыми энергоразделителями: Дис. канд. техн. наук. Ры-
бинск, 1992.
73. Жорник И.В., Манушин Э.А., Пиралишвили Ш.А. Влияние режима работы
вихревого энергоразделителя на эффективность его охлаждения // Авиацион-
ная промышленность. 1991. № 1. С.19—21.
74. Жорник И.В., Миронов Ю.Р., Пиралишвили Ш.А Характеристики вихревой
трубы с подводом тепла // Процессы горения и охрана окружающей среды:
Материалы II Всероссийской науч.-техн. конф. РГАТА. Рыбинск. 1997. 4.1.
С.23-27.
75. Жидков М.А, Комарова Г.А, Климов Н.Т. Применение вихревой трубы в
процессах низкотемпературного разделения сероводородосодержащих газов //
Там же. С.32—36.
76. Жидков М.А., Комарова Г.А, Овчинников В.П. Опыт эксплуатации промыш-
ленной вихревой трубы на ГРС // Там же. С.27—36.
77. Жихарь С.А., Успенский В.А, Бородин В.И. Вихревой адсорбер // Промыш-
лен. и санитарн. очистка газов. 1983. № 1. С.17—18.
78. Жуков М.Ф., Коротеев Л.С., Урюков В.А Прикладная динамика термической
плазмы. Новосибирск: Наука, 1975. С.295.
79. Зайцев Д.К., Смирнов Е.М. Об условиях возникновения возвратного течения
в низкотермическом закрученном потоке газа // Процессы горения и охрана
окружающей среды: Материалы II Всероссийской науч.-техн. конф. РГАТА.
Рыбинск. 1997. 4.1. С. 19-23.
80. Зырянкин АЕ., Барановский Б.В. Диссипация энергии в турбулентных пото-
ках// Тр. МЭИ. Вып. 273.
81. Иванушкин AM., Поляков АА Вихревые трубы для систем термостатирова-
ния //Динамика систем. Омск: ОПН. 1973. С.274—279.
82. Иванов С.В., Суслов АД., Чижиков Ю.В. Модель механизма низкотемпера-
403
турного разделения воздуха в вихревой трубе // Криогенные машины. Ново-
сибирск: НИСИ. 1977. С.66-73.
83. Изаксон Г.С. и др. О критических режимах вихревой трубы // Изв. вузов. Сер.
Авиационная техника. 1979. № 3. С.97—99.
84. Ильский О.Г., Юдин А.С. Применение вихревых трубок на объектах магист-
ральных газопроводов // Газовая промышленность. 1968. № 5. С.16—19.
85. Иссерлин АС. Основы сжигания газового топлива: Справочное руководство,
Л.: Недра, 1980.
86. Иткин М.С. Пуски блоков из горячего состояния с использованием вихревой
трубы// Энергомашиностроение. 1971. № 8. С.14—19.
87. Камотани, Гербер. Экспериментальное исследование турбулентной, вдуваемой
струи в сносящий поток И Ракетная техника и космонавтика. 1973. № 11.
С.43-48.
88. Кекконен Л.С. Шланговый дыхательный аппарат с индивидуальным вихревым
кондиционером //Технология судостроения. 1973. № 1. С.38—39.
89. Кинни Р.Б. Универсальное подобие скоростей в полностью турбулентных вра-
щающихся потоках И Тр. ASME. Сер. С. 1967. № 2. С.199—206.
90. Кирпиченко В.Е. Применение крупномасштабных вихревых труб для улавли-
вания пыли // Промышлен. и санитарн. очистка газов. 1983. № 1. С6.
91. Кирпиченко В.Е. Исследование рабочего процесса в крупномасштабной вих-
ревой трубе И Тр. Гос. науч.-исслед. и проектного института основ химии.
1987. № 65. С.44-57.
92. Киясбейли А.Ш., Перелыптенн М.Е. Вихревые измерительные приборы. Б-ка
приборостроителя. М.: Машиностроение, 1978.
93. Кныш Ю.А Модель нестационарного взаимодействия потоков в вихревой го-
релке // Горение в потоке: Сб. науч. тр. Казань: КАИ. 1978. С.45—48.
94. Кныш Ю.А. О влиянии автоколебаний на гидравлическое сопротивление ви-
хревой трубки И ИФЖ. 1982. Т.37, № 1. С.59—63.
95. Кныш Ю.А. Физическая модель явления энергопереноса в вихревой трубе //
Вихревой эффект и его применение в технике. Куйбышев: КуАИ. 1988.
С.71-74.
96. Кныш Ю.А, Лукачев С.В. О механизме неустойчивости течения закрученных
потоков жидкости и газа в элементах ГТД //Тр. КуАИ. 1974. Вып. 67.
С.205-208.
97. Кныш Ю.А., Лукачев С.В. Экспериментальное исследование вихревого гене-
ратора звука // Акустический журнал. 1977. Т.23, № 5. С.776—782.
98. Кныш Ю.А, Урывский АФ. Теория взаимодействия вторичных вихревых
структур в закрученных потоках жидкости // Изв. вузов. Авиационная тех-
ника. 1981. № 3. С.53—88.
99. Колышев Н.Д., Огородников Н.Н. Исследование теплоотдачи в рабочем про-
странстве вихревой трубы с диффузором // Некоторые вопросы исследова-
ния теплообмена и тепловых машин. Куйбышев; КуАИ. 1973. Вып. 56.
С.76-84.
100. Комарова Г.А и др. Способ выделения аммиака из продувочных газов син-
теза // Химическая промышленность, 1975. № 4. С.37.
101. Косенков В.Н. Вихревая труба и ее применение в технике разделения газо-
вых смесей (обзорная информация). М.: ЦИНТИХИМНЕФТЕМАШ, 1983.
С.1-35.
102. Кудрявцев В.М., Меркулов АП., Токарев Г.П. О коэффициенте расхода ви-
хревых труб // Изв. вузов. Авиационная техника. 1981. № 1. С.53—54.
404
103. Кузнецов В.И, Вязкость и ее влияние на эффект // СО АН СССР, сер. техн,
наук. 1989. Вып. 1. С.49-51.
104. Левин AM. Принципы рационального сжигания газа. М.: Недра, 1977.
105. Леонтьев АИ. Газодинамический метод энергоразделения газовых потоков
// Теплофизика высоких температур. 1997. Т.35, № 1. С.157—159.
106. Лефевр А Процессы в камерах сгорания ГТД: Пер с англ./ Под ред В.Е. До-
рошенко. М.: Мир, 1986.
107. Литвинов Ю.А, Боровик АО. Характеристики и эксплуатационные свойст-
ва авиационных турбореактивных двигателей. М.: Машиностроение, 1968.
108. Лойцянский Л.Г. Механика жидкости и газа. М.: Наука, 1970.
109. Лукачев С.В. Исследование неустойчивых режимов течения газа в вихревой
трубе Ранка // ИФЖ. 1981. Т.41, № 5. С.784-790.
110. Магер Л. Приближенное решение для изоэнтропического закрученного по-
тока в сопле // Ракетная техника. 1961. № 8. С.115—122.
III. Мартынов АВ., Бродянский В.М. Исследование параметров вихревого пото-
ка внутри трубы Ранка-Хилша// ИФЖ. 1967. Т.12, № 5. С.639—644.
112. Мартынов АВ., Бродянский В.М. Что такое вихревая труба. М.: Энергия,
1976.
113. Мартынов АВ., Немира К.Б. Критический режим течения газа в диафрагме
вихревой трубы И Сб. трудов МЭИ. 1977. Вып. 12. С.70—74.
114. Мартыновский В.С., Алексеев В.П. Вихревой эффект охлаждения и его при-
менение // Холодильная техника. 1953. № 3. С.63—67.
115. Меркулов АП. Гипотеза взаимодействия вихрей // Изв. вузов. Энергетика.
1964. № 3. С.74-82.
116. Меркулов АП. Вихревой эффект и его применение в технике. М.: Машино-
строение, 1969.
117. Меркулов АП. Вихревой эффект и его применение в технике. 2-е изд. Са-
мара: Оптима, 1997.
118. Меркулов АП., Волов В.Т., Виляикин В.Е. Метод обеспечения работоспо-
собности оптического измерителя температуры лопаток высокотемператур-
ной турбины// Авиационная техника. 1983. № 1. С.104—105.
119. Меркулов АП., Колышев Н.Д. // Исследования температурных полей вих-
ревой трубы с диффузором / Тр. КуАИ. Куйбышев. 1965. Вып. 22. С.89—95.
120. Меркулов АП., Пиралишвиля Ш.А. Исследование вихревой трубы с допол-
нительным потоком // Некоторые вопросы исследования теплообмена и те-
пловых машин. Куйбышев: КуАИ, 1969. Вып. 37. С.36—40.
121. Меркулов АП., Пиралишвиля Ш.А. Теоретические исследования термоди-
намических характеристик вихревой трубы с дополнительным потоком //
ИФЖ. 1974. Т.27, № 4. С.739. Деп. в ВИНИТИ, № 806-74.
122. Меркулов АП., Пиралишвиля Ш.А., Михайлов В.Г. Анализ распределения
окружных моментов количества движения в вихревых трубах // Некоторые
вопросы исследования теплообмена и тепловых машин. Куйбышев: КуАИ,
1973. Вып. 56. С.82-90.
123. Метении В.И. Исследование противоточных вихревых труб // ИФЖ. 1964.
Т.7, № 2. С.95-102.
124. Метении В.И. К выводу уравнения рабочего процесса идеальной вихревой
трубы // Изв. вузов. Авиационная техника. 1972. № 2. С.175—176.
125. Метении В.И., Савельев С.Н. Исследование аэродинамики конических вих-
ревых труб// Тр. ЛТИ. 1980. № 2. С.108—114.
126. Митрофанова О.В. Использование теории Громеки-Бельтрами для анализа
условий существования макровихревой структуры внутренних закрученных
405
потоков // Материалы второй Российской национальной конференции по
теплообмену РНКТ. М.: МЭИ, 1988. Т.2. С. 192-195.
127. Михайлов В.В. Исследование характеристик однорасходной вихревой трубы
с целью создания эффективных горелочных устройств: Дис. ... канд. техн,
наук. Рыбинск, 1992.
128. Николаев Н.А., Жаворонков Н.М. Ректификационные колонны с вихревы-
ми прямоточными ступенями // Теорет.основы хим. технологии. 1970. Т.4,
№ 2. С.261-264.
129. Новиков Н.Н. Исследование вихревых нагревателей и их применение в авиа-
ционных двигателях: Дис. ... канд. техн. наук. Куйбышев, 1981. 158 с.
130. Отава А. Турбулентный закрученный поток и вихревая трубка: Пер. с япон-
ского № ГД-10094. М.: ВИНИТИ. 1994.
131. Очистка природного газа с помощью вихревого эффекта / ИД.Лейтес,
В.П.Семенов, М.А.Жидков и др. // Химическая промышленность. 1970.
№ 5. С.25-30.
132. Панок К.К., Рагозин Н.А. Словарь по топливам, маслам, смазкам, присад-
кам и специальным жидкостям. М.: Химия, 1975. С.264-265.
133. Пат. Франции № 743.111, G r.5.-C1.3.,85f4, LA GIRATION DEC FLUIDES.
Residunt en France (Allier). Demande Le 12 decembre 1931, a 14h 41m f Paris.
Delivre Le 6 janvier 1933. — Publie le 24 mars. 1933.
134. Пат. Яиоини № 57-45881. Схема охлаждения лопаток газовых турбин / Ко-
баяси С„ 1982 МКИ Г O1D5/18.
135. Пиралишвили Ш.А. Вихревой противоточный теплообменник // Творческий
поиск молодых: Сб. науч, трудов / Куйбышев: КуАИ. 1971. С.35—38.
136. Пиралишвили Ш.А. Исследования дисперсности и степени испаренности ви-
хревым пробоотборником // Изв. вузов. Авиационная техника. 1988. № 2.
С.59-63.
137. Пиралишвили Ш.А. Физико-математические модели процесса энергоразде-
ления в вихревых термотрансформаторах Ранка / АнАТИ. Андропов, 1985.
Деп. в ВИНИТИ 04.01.85., № 160-85.
138. Пиралишвили Ш.А. Вихревой датчик анализа степени испаренности и дис-
пергирования// Датчики систем контроля и управления технологическими
процессами: Сб. научн. трудов/ ЯПИ. Ярославль. 1984. С.107—ИЗ.
139. Пиралишвили Ш.А. Развитие теории, разработка и внедрение методов расче-
та вихревых энергоразделителей с целью создания эффективных техничес-
ких устройств: Дис. ... докт. техн. наук. М., 1991.
140. Пиралишвили Ш.А. Модифицированная гипотеза взаимодействия вихрей,
как физико-математическая модель эффекта Ранка // Процессы горения и
охрана окружающей среды: Мат. I Всесоюзной науч.-техн. конф. / РГАТА.
Рыбинск, 1993. С.88—87.
141. Пиралишвили Ш.А. Вихревое горелочное устройство // Изв. вузов. Авиаци-
онная техника. 1989. № 2. С.80—81.
142. Пиралишвили Ш.А., Барановский Б.В. Анализ влияния турбулентных харак-
теристик течения в вихревых трубах на геометрию трубы и термодинамику
процесса энергоразделения. Рыбинск, 1991. Деп. в ВИНИТИ 07.03.91,
№ 1011-В91.
143. Пиралишвили Ш.А., Барановский Б.В. Роль турбулентности в процессе энер-
горазделения в вихревых трубах // Процессы горения и охрана окружающей
среды: Мат. I Всесоюзной науч.-техн. конф. / РГАТА. Рыбинск, 1993.
С. 97-103.
144. Пиралишвили Ш.А., Губарев В.Я. Применение вихревых труб в схемах МГД-
406
установок замкнутого цикла / Респ. инф. центр. КазССР. Деп. ВИНИТИ.
№ 3(103), 1980.
145. Пиралишвили Ш.А., Жоринк И.В. Анализ эффективности регенеративной
схемы вихревого холодильного агрегата // Изв. вузов. Энергетика. 1988. № 2.
С.61-66.
146. Пиралишвили Ш.А., Кудрявцев В.М. Исследование характера распределения
осредненных параметров закрученного потока по объему камеры энергораз-
деления вихревых труб с дополнительным потоком // ИФЖ. 1992. Т.62, № 1.
С.534-538.
147. Пиралишвили Ш.А., Михайлов В.Г. Экспериментальное исследование вих-
ревой трубы с дополнительным потоком // Некоторые вопросы исследова-
ния теплообмена и тепловых машин. Куйбышев: КуАИ. 1973. № 56.
С.67-74.
148. Пиралишвили Ш.А., Михайлов В.В. Исследование характеристик вихревого
плазмотрона // Теплофизика технологических процессов: Тезисы доклада
VTII конф. Рыбинск: РАТИ. 1992. С.251.
149. Пиралишвили Ш.А., Михайлов В.В. Исследование характеристик вихревого
плазматрона // Вестник машиностроения, 1993. № 5. С.47—49.
150. Пиралишвили Ш.А., Муляров В.П. Исследование степени дисперсности и
испаренности вихревым датчиком // Датчики систем контроля и управления
технологическими процессами: Сб. науч, трудов / ЯПИ. Ярославль, 1984.
С.113-119.
151. Пиралишвили Ш.А, Гончарова М.В., Муляров В.П. Методика расчета ка-
чества распыла и степени испаренности в вихревой камере//
Проектирование и изготовление авиационных газотурбинных двигателей и
установок наземного применения: Сб. научн. трудов/РГАТА. Рыбинск, 1998.
С. 120-132.
152. Пиралишвили Ш.А., Новиков Н.Н. Экспериментальные характеристики ви-
хревых нагревателей // Изв. вузов. Авиационная техника. 1984. № 1.
С.93-95.
153. Пиралишвили Ш.А, Новиков Н.Н. Влияния входной температуры на эффе-
кты энергоразделения в вихревых термотрансформаторах / ИФЖ. 1988.
T.XLV, № 3. С.377-380.
154. Пиралишвили Ш.А., Новиков Н.Н., Голубых Н.Д. Разработка схемы вихре-
вой холодильно-нагревательной установки для неразрушающего метода кон-
троля морозостойкости бетона // Современные методы контроля качества
продукции: Сб. науч, трудов / ВорГУ. Воронеж, 1974. С.45—51.
155. Пиралишвили Ш.А, Сергеев М.Н. Физическая природа процесса энергораз-
деления в вихревой трубе // Теплоэнергетика. Межвузовский сб. научн.
трудов. Воронеж: ВГТУ, 1996. С. 194—199.
156. Пиралишвили Ш.А, Сергеев М.Н. Некоторые проблемы изучения природы
вихревого эффекта // Процессы горения и охрана окружающей среды:
Материалы второй Всероссийской науч.-техн. конф. / РГАТА. Рыбинск,
1997. 4.1. С.31-33.
157. Пиралишвили Ш.А., Сергеев М.Н. Методика расчета эффектов подогрева в
однорасходных вихревых трубах // Там же. С.36—43.
158. Подымов В.Н. Изменение показателя преломления в вихревой трубе //
ИФЖ. 1965. Т.9, №6. С.26-28.
159. Поляев В.М., Пиралишвили Ш.А. Взаимосвязь микроструктуры потока с ха-
рактеристиками процесса энергоразделения в вихревых трубах// Вестник
МГТУ. Сер. Машиностроение. 1996. № 1. С.45—57.
407
160. Поляков А.А. Исследование воздушных систем термостатирования и их рас-
чет// Тр. МВТУ им. Н.Э. Баумана, 1982, № 388. С.38—70.
161. Поляков А.А., Канаво В.А. Тепломассообменные аппараты в инженерном
оборудовании зданий и сооружений. М.: Стройиздат, 1989.
162. Раушеибах Б.В., Белый В.С. и др. Физические основы рабочего процесса в
камерах сгорания ГТД. М.: Машиностроение, 1962.
163. Рудаков Ю.С., Казанцев А.А., Шустрое Ю.М. Влияние формы завихрителя
на температурную эффективность вихревого холодильника// Изв. вузов.
Авиационная техника, 1978. № 3. С.103—106.
164. Сабуров Э.Н. Аэродинамика и конвективный теплообмен в вихревых нагре-
вательных устройствах. Л.: ЛГУ, 1982.
165. Сафонов В.А. О распределении молекул при криволинейном движении газа
// Вихревой эффект и его промышленное применение: Материалы III Все-
союзной научно-технической конференции. Куйбышев, 1981. С.52—56.
166. Сафонов В.А. Образование диссипативных структур при вихревом эффекте
// Математические методы теории теплопереноса: Сб. трудов / ИТМО АН
БССР. Минск, 1982. С.119—126.
167. Сафонов В.А. Аэродинамический способ обмолота в вихревой трубе // Ин-
тенсификация процессов уборки зерновых культур: Сб. науч, трудов ВИМ.
М. 1987. Т.113. С.96-98.
168. .Сафонов В.А. Исследование, выбор оптимальных параметров и расчет вих-
ревых холодильно-нагревательных устройств. Автореф. дис. ... докт. техн,
наук. М., 1991.
169. Сафонов В.А., Борисенко А.И., Яковлев А.И. Влияние геометрических пара-
метров на характеристики конического вихревого холодильника // Инже-
нерно-физический журнал, 1968. T.XV, № 6. С.988—993.
170. Сафонов ВЛ., Борисенко А.И., Яковлев А.И. Сравнение характеристик раз-
личных типов вихревых холодильников // Самолетостроение и техника воз-
душного флота. 1969. Т.15. С.21—25.
171. Сндельковский Л.Н., Шевелев В.Н. Математическое моделирование процес-
са сепарации частиц в циклонной камере// Изв. вузов. Энергетика. 1966.
№ 1. С.77-83.
172. Симоненко Ю.М., Дроздов А.Ф., Лушик А.А. Вихревые пульсационные уст-
ройства для привода нагнетателей // Процессы горения и охрана окружаю-
щей среды: Материалы I Всероссийской науч.-техн. конф. / РГАТА. Ры-
бинск, 1993. С. 82—85.
173. Симоненко Ю.М., Приходько С.В., Кулак С.И. Оптимизация элементов кон-
струкции оребренной камеры энергоразделения охлаждаемой вихревой тру-
бы // Там же. С.85—88.
174. Скотт С.К., Раск Д.П. Турбулентная вязкость в закрученном потоке жидко-
сти в кольцевом канале // Теоретические основы инженерных расчетов.
1974. №4. С. 147-149.
175. Соколик А.С. Самовоспламенение, пЬамя и детонация в газах. — М,: Изд-во
АН СССР, 1960.
176. Соколов Е.Я. Характеристика вихревой трубы // Теплоэнергетика. 1975. № 7.
С.62-67.
177. Сосунов Ю.А., Литвинов Ю.Д. Неустановившиеся режимы работы авиаци-
онных газотурбинных двигателей. М.: Машиностроение, 1975.
178. Старостин П.И., Иткии М.С. Работа вихревой трубы на поперечном водя-
ном паре высокого давления// Теплоэнергетика. 1971, № 8. С.28—36.
408
179. Столяров А.А. Об особенностях термического энергоразделения в газовом
эжекторе // Изв. АН СССР. Энергетика и транспорт. 1981. № 1. С. 159—162.
180. Стуров Г.Е. Исследование закрученного течения несжимаемой жидкости в
цилиндрической трубе: Автореф. дисс. ... канд. техн. наук. Новосибирск.
1973.
181. Стуров Г.Е. Турбулентный закрученный поток вязкой несжимаемой жидко-
сти в цилиндрической трубе // Вихревой эффект и его промышленное при-
менение: Материалы I Всесоюзной науч.-техн, конференции / КуАИ. Куй-
бышев, 1974. С.211-219.
182. Суслов АД., Воробьев И.И., Чижиков Ю.В. Исследование процесса термо-
влажностной обработки воздуха в вихревой трубе // Изв. вузов. Машино-
строение. 1990. №6. С.35—41.
183. Суслов АД., Чижиков Ю.В., Иванов С.В. Разработка и исследование ново-
го типа воздухоразделительного аппарата — вихревого ректификатора // Хи-
мическое и нефтяное машиностроение. 1980. № 9. С.5—6.
184. Такахама X., Иокосава X. Энергетическое разделение потоков в вихревой
трубе с диффузорной камерой: Пер. с анг.// Теплопередача. 1981. Т.103,
№ 2. С.10-18.
185. Теория турбулентных струй / Под ред. Т.Н. Абрамовича. М.: Наука, 1984.
186. Тер-Иоиесян Р.С. Повышение эффективности кондиционеров защитного
снаряжения // Глубокий холод и кондиционирование. 1979. № 296. С.102—
109.
187. Торочешников Н.С., Лейтес ИД., Бродянский В.М. Исследование эффекта
температурного разделения воздуха в прямоточной вихревой трубе// ЖТФ.
1953. Т.28. Вып. 6. С.1229-1236.
188. Третьяков В.В., Яготкин В.И. Применение двухпараметрических моделей
турбулентности для расчета ограниченных закрученных течений // В сб. Ви-
хревой эффект и его применение в технике / Тр. IV Всесоюзной науч. техн,
конф. Куйбышев: КуАИ. 1984. С.233—238.
189. Турбулентность / Под ред. П. Бредшоу. М.: Машиностроение, 1980.
190. Турбулентные сдвиговые течения / Под ред. А.С. Гиневского. М.: Машино-
строение, 1982. Т.1.
191. Устименко Б.П. Процессы турбулентного переноса во вращающихся течени-
ях. Алма-Ата: Наука, 1977.
192. Физика и техника низкотемпературной плазмы / С.В.Дресвин и др. М.:
Атомиздат, 1972.
193. Финько В.Е. Особенности охлаждения и сжижения газа в вихревом потоке
//ЖТФ. 1983. Т.53. В.9. С.1770-1776.
194. Фролова И.В., Манушин Э.А., Пиралишвили Ш.А., Пиотух С.С. Эффектив-
ность охлаждения лопатки турбины со встроенными в перо вихревыми энер-
горазделителями //Авиационная промышленность. 1990. № 5. С.18—21.
195. Хабиб М.К., Уайтлоу Дж.П. Характеристики ограниченных коаксиальных
струй с закруткой и без закрутки патока // Теорет. основы инж. расчетов.
1980. Т.102, № 1. С.163-171.
196. Халатов А.А. Теория и практика закрученных потоков. Киев: Наукова дум-
ка, 1989.
197. Хинце И.О. Турбулентность. М.: Изд-во физ. мат. лит., 1963.
198. Чариый И.А. К теории вихревого холодильника // Изв. АН СССР. ОТН. Ме-
ханика жидкости и газа. 1962. № 6. С.148—153.
199. Чижиков Ю.В. Определение диаметра вихревой трубы в зависимости от сте-
пени расширения газа // Изв. вузов. Машиностроение. 1972. № 7. С.87—90.
409
200. Чижиков Ю.В. Экспериментальное исследование расходных характеристик
вихревой трубы // Глубокий холод и кондиционирование: Сб. научн. трудов.
МВТУ. М„ 1976. С.87-90.
201. Чижиков Ю.В. О зависимости величины эффекта Ранка от физической при-
роды рабочего тела // Изв. РАН. Энергетика. 1997. № 2. С.130—133.
202. Чижиков Ю.В. О подобии течений в вихревой трубе // Там же. № 5. С.157—
163.
203. Чижиков Ю.В. Определение диаметра вихревой трубы в зависимости от сте-
пени расширения // Изв. вузов. Машиностроение. 1972. № 7. С.87—89.
204. Чижиков Ю.В. Развитие теории, методов расчета и промышленное исполь-
зование вихревого эффекта: Дис. ... докт. техн. наук. М, 1998.
205. Чижиков Ю.В., Садацкий А.Т. Повышение эффективности разделения воз-
духа в вихревом ректификаторе с использованием высокоградиентных маг-
нитных полей // Тр. МГТУ. 1991. №554. Криогенная техника и кондицио-
нирование. С.217—223.
206. Шлихтинг Г. Теория пограничного слоя. М.: Наука, 1974.
207. Штым А.Н. Номограммный метод расчета циклонно-вихревых камер // Эф-
фективность теплоэнергетических процессов. Владивосток: Изд. ДВПИ.
1976. Вып. 1. С.170-178.
208. Штым А.Н. Аэродинамика циклонно-вихревых камер. Владивосток: Изд.
ДВГУ, 1984.
209. Штым А.Н., Упский В .А. Термодинамический анализ вихревого эффекта
Раика-Хилша // Эффективность теплоэнергетических процессов. Владиво-
сток. 1976. Вып.1. С. 159—170.
210. Щец Дж. Турбулентное течение. Процессы вдува и перемешивания: Пер. с
англ. М.: Мир, 1984.
211. Щец Д., Кавсаоглу М.С. Истечение струи в сносяший поток: Влияние за-
крутки и турбулентных пульсаций // Аэрокосмическая техника. 1990. № 1.
С.147-157.
212. Щукин В.К. Теплообмен и гидродинамика внутренних потоков в полях мас-
совых сил. М.: Машиностроение, 1970.
213. Щукин В.К., Халатов А.А. Теплообмен, массообмен и гидродинамика закру-
ченных потоков в осесимметричных каналах. М.: Машиностроение, 1982.
214. Adebiyi A. On the existence of steady helicab vortex tubs of small cross-section 11
QJ.Mech. Appl. Math. 1981. N. 34. P.153-177.
215. Ahiborn B., Keller J.U., Staudt R.e.a. Limits of temperature separation in a vortex
tube // J. Phys.D: Appl. Phys. 1994. Vol.27. P.480-488.
216. Brown G.Z., Roshko A. On density effects and large structure in turbulent mixing
layers//J. Fluid Meeh. 1974. Vol.64. P.778-816.
217. Bscbor O. Larmminderung dutch Antischall // Z.Flug-wiss. 1971. Bd.2. S.80—81.
218. Coles D. Transition in circular Couette flow// J.Fluid Meeh. 1965. Vol.21. P.385.
219. Deissler R.G., Perlmuter M. An analysis the Energy separation in Laminar and
Turbulent Compressible Vortex flows // Heat Transfer and Fluid Mechanics
Institute. Conference, June, 1956.
220. Eckert E.R.G. Energy separation in fluid stream// Inf.Commun Heat and Mass
Transfer. 1986. N.13. P.127 1965143.
221. Eckert E., Weise W.// Forsch. und Wes. 1942. Bd.13. S.246.
222. Edling R.J.,Barfield B.J., Haas C.J. Vortex velocity prodiction with emphasis
directed toward vortex tube sediment trap design// Pap. ASAE for Annu. Meet.-
Chicago, Nil. Dec. 15-18, 1975, Pap 75-2548, 25.
223. Erdelyi J. Wirkung des Zentrifugalkraffeldes auf des Warmerustand der Gase,
410
Erklarung der Ranque-Enscheinung-Forchund// Ingenierwesens., 1962. Bd.28,
N6. S.181-186.
224. Ertel H.// Meteorol. Zeitschr. 1936. Bd.56. S.109.
225. Fulton C.O. Ran jues Tube// Refr. Eng., 1950. Vol.58, N5. P.354.
226. Greitser E.M., Howthorne W.R. Generation of streamwise vorticity in an acimetric
swirling Flow. J. Mechanical Engineering science. 1980, Nl. P.41—42.
227. Hartnett J.P., Eckert E.R.G. Experimental study of the velocity and temperature
distribytion in a high velocity vortex — type flow // Trans, of the ASME. Ser C,
1957. May. P.751-758.
228. Hendal W.P. Generation of cold by expansien of a gas in a vortex tube, U.S.Patent
N 2,893,214. Julay 7, 1959.
229. Hilsh R. Die Expansion von Gasen in Zentri fugalfeld als Kaltprocess // Z. fur
Naturforschung. 1948. Jan. S.203—208.
230. James R.W. and Marshall S.A. Vortex tube refrigeration// Refrigeration and air
Conditionind. 1972. Vol.75, N89O. P.49-50, 53.
231. James R.W. and Marshall S.A. Vortex tube refrigeration/Ibid. N891. P.69—70, 88.
232. Kovasznay L.S.G. Coherent structures in turbulent shear flow end Australas //
Conf.Heat and Mass Transfer. Sydney. 1977. P.295—304.
233 Kurosaka M. Acoustic streaming in swirling flow and Ranque-Hilsh (vortex tube)
effect // J. Fluid Sci. 1993. Vol.124. P.139-172.
234. Laufer J. New trends in experimental turbulence research // Ann. Rev. F. Mech.-
1975. Vol.7. P.307-326.
235. lien F.S., Leschziner M.A. Assessment of turbulence-transport models including
non-linear RNG eddy viscosity formulation and second-moment closure for flow
over a backward-facing step // Computers Fluids. 1994. Vol.23, N8. P.983—1004,
236. Linderstrom-Lang C.U. An experimental study of the tangentional velocity profile
on ranqul-hilch vortex tube//Riso Report. 1965. N116. P.2—43.
237. Mac-Gee Roy Jr. Fluid Action in the Vortex Tube // Refr. Engng. 1950. Oct.
P.974-975.
238. Macoto S. Theoretical and Experimental studies on the vortex Tube// Sim. Paper
J.P.G.R. 1960. Vol.54 Nl. P.43-87.
239. Madelung E.// Ann. Phys. 1943. Vol.43. P.417.
240. Miltorn R.L.K. Demon «again»// -Industrial studies on engineering chemistry.-
1946. Vol.38. N12. P.
241. Obtaining from a fluid under pressure two currents of fluide at different
temperatures. U.S. Patent N1952281, March, 1934.
242. Ottes E.H. Vortex tube.//Engineering. Aug. 1958, N4821.
243. Parulekar B.B. Short vortex tube// J. of Refrigeration, 1967. Vol.4, N4. P.99—100.
244. Pat. Francaise 743111. Procede ef appare 1 J permenttant d’obtenir a partir d’un
fluide saus pression, deux ourants de fluide de temperatures differentrs//
GJ.Ranque, 1931.
245 Piralishvili Sh.A., Polyaev V.M. Flow and thermodynamic characteristics of energy
separation in a double-circuit vortex tube // Experimental Thermal and Fluid
Science. 1996. N12. P.399-410.
246. Plank R. The Vortex tube // Refr. Engng. 1951. Nl. P.52—53.
247. Ranque G.J. Experiences sue la detentegiratai re avec productions simultanecs d’un
echappement d’air froid // J. de physique et la Radium, 1933. Vol.7, N4. P.112.
248. Prins J.A., Ned.T.// Natuurk, 1948. N14. P.241.
249. Richardson L.F.// Froc. Roy. Soc. 1920. Bd.97. P.354.
250. Roshko A. Structure of turbulent shear flow: a new look // AIAA. 1976. Vol.14.
P.80-81.
411
251. Rusa X., Homutescu C., Bujor C. Theoretical and experimental confederations
recarding the Ranque effect / Bue Inst, politehn. Jasi, 1987. Sec.4. Vol.33,
Nl—4. P.51-54.
252. Ryan L.F. Experiments on aerodynamic cooling// Mitl. Inst. Aerodyn. E.T.H.
Rurich. 1951. N18. P.
253. Savino J.M., Ragadal R.G. Temperature and preasure measurement in confined
vortex fields // J. of Heat Transfer, Transc. ASME. 1961. Vol.83, Nl. P.29—39.
254. Schict H. Kritisene Gedemben zur Erdelyi Schen wirbelrohr-Theorie//
Kaltetechnik. Jan. 1964. Nl.
255. Scheper G.W. The Vortex tube-internal flow data and a heat transfer theory// Refr.
Engng. 1951. Vol.59, Oct. P.985-988.
256. Schmidt W. Der Massenaustansch in freier Luft. Hamburg: H. Grandverlag. 1925.
S.18.
257. Schults-Grunow F. How the Ranque — Hilsch vortex tube operates// Refr. Engng,
Jan. 1951.
258. Schults-Grunow F. Die wirkungweise des Ranque-wirbelrohres// Kaltetechnik,
1950. Bd.2. S. 273-284.
259. Sibulkin M. Unsteady, viscous, circular flow.parts // Fluid Mechanics. 1962. Vol.
12. P. 269-293.
260. Stephan K., Lin S., vurat M. e.a. Investigation of energy separatuion in a vortex
tube// Inf. J. Heat Mass Transfer. 1983. Vol.26, N3. P.341—348.
261. Takahama H. Studies on vortex tubes // Bui. ASME. 1965. Vol.8, N31. P.433—
440.
262. Takahama H., Jowsawa H. Energy separation in vortex tubes with a dirergent
chamber// J. Heat Transfer Tracs. ASME. Vol.103, N2. May 1981. P.196—203.
263. Takahama H., Kawamuro H., Kato S., Jokosawa H. Performance characteristics
of energy separation in a steamoperated vortex tube// J. Eng. Sci. Vol. 17, N6.
1979. P.735-744.
264. Takahama H., Tanimoto K. Study of Vortex Tubs. Effect of the Bend of a Vortex
Chamber on Energy Separation // Bui. of the ASVT. 1974. N108. P.740—747.
265. Takahama H., Soga H. Studies on Vortex Tubes // Bulletin of JSME. 1966. Vol.9,
N33. P.121-130.
266. Vabistas Georgios U. Tangentional velocity and static preasure distributions in
vortex chanbers// AIAA J. 1987. Vol.25, N8. P. 1139—1140.
267. Van-Deemter J.J. On the theory of the Ranque-Hilsh cooling Effect // Applied
Scientifis Research, Netheriand. Sec.A. 1953. Vol.3. P.174—296.
268. Weber H.E., Keenan J.H. Heat loss in flow through a cyclone dust separation or
vortex chamber // J. Appl. Meeh. 1957. Vol.24, Nl. P.16—21.
269. Webster D.S. An analisis of the Hilsch Vortex Tube // Refr. Engng. 1950, N2.
P.16-21.
270. Yoshisana Y., Sawoi T. Numerical simulation of flow in vortex tube and
mechanism of its temperature separation// Ins. Symp. Comput. fluid Dyn I Tokyo.
Sept, 9-12. 1985., Prepr. Vol.2. Tokyo. 1985. P.764-774.
412
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие........................................................3
Глава 1. Условия формирования и технические приложения ограниченных
закрученных течений ...............................................7
1.1. Оценочные параметры закрученных потоков.......................7
1.2. Способы и устройства формирования закрученных потоков .......11
1.3. Характерные особенности течения потока газа (жидкости) в каналах
и сопутствующие эффекты...........................................20
1.4. Использование закрутки потока при создании технических устройств .28
Глава 2. Физические основы вихревого эффекта и его экспериментальные
исследования .......................................................38
2.1. Устройство вихревой трубы и принцип ее действия ...............38
2.2. Экспериментальные исследования характеристик вихревых труб.....49
2.3. Влияние конструкции трубы и геометрии основных элементов на ее
характеристики .....................................................67
2.4. Вихревая труба с дополнительным потоком........................81
2.5. Реверсивные режимы работы вихревых труб........................89
2.6. Влияние масштаба вихревых труб на эффекты энергоразделения.....93
2.7. Вихревые трубы при высокой температуре на входе (Т{ > 1000 К)..94
Глава 3. Макро- и микроструктура потоков в камере энергоразделения
вихревых труб ......................................................98
3.1. Распределение термогазодинамических параметров по объему камеры
энергоразделения вихревых труб......................................99
3.2. Микроструктура потока.........................................115
3.3. Акустические характеристики звукового поля вихревых труб......117
3.4. Связь микроструктуры потока с энергоразделением ..............121
3.5. Качественный анализ и предварительные оценки возможности
энергоразделения вследствие взаимодействия когерентных вихревых
структур...........................................................129
3.6. Взаимосвязь акустических и термодинамических характеристик работы
вихревой трубы ......................................... 140
3.7. Неустойчивость закрученных потоков ...........................144
Глава 4. Теоретические основы вихревого эффекта....................149
4.1. Анализ физико-математических моделий, объясняющих эффект
энергетического разделения в вихревых трубах........................149
4.2. Взаимосвязь турбулентности потока в вихревых трубах с ее геометрией и
термодинамическими характеристиками.................................170
4.3. Усовершенствованная физико-математическая модель эффекта Ранка . .191
Глава 5. Технические приложения аппаратов с интенсивно закрученными
потоками...........................................................217
5.1. Методики расчета вихревых труб................................220
5.2. Вихревые охладители, кондиционеры и термостаты ...............230
5.3. Вихревые холодильно-нагревательные аппараты в системах осушки
сжатого воздуха и газов........................................253
413
5.4. Вихревые трубы в системах кондиционирования и термостатирования . .263
Глава 6. Неадиабатные вихревые трубы ..............................281
6.1. Вихревые трубы с подогревом камеры энергоразделения...........281
6.2. Охлаждаемые вихревые трубы ...................................288
6.3. Вихревые трубы с внутренним оребрением камеры энергоразделения . .292
6.4. Вихревые трубы с щелевыми диффузорами (самовакуумирующиеся)...295
6.5. Вакуумная охлаждающая ловушка ................................304
Глава 7. Вихревые горелочные устройства............................307
7.1. Рабочий процесс и характеристики вихревых горелок.............307
7.2. Самовоспламенение в вихревых горелках.........................323
7.3. Методика расчета вихревых горелок и воспламенителей ..........333
7.4. Алгоритмы и примеры расчетов по ним вихревых воспламенителей . . . .343
7.5. Вихревые горелки технологического назначения..................350
7.6. Вихревые плазмотроны..........................................353
7.7. Возможность стабилизации фронта пламени на радиально вдуваемых
интенсивно закрученных стержневых струях ...........................359
Глава 8. Вихревые трубы в энергетике и других отраслях.............366
8.1. Охлаждаемые лопатки турбины ГТД со встроенными в перо
малоразмерными вихревыми энергоразделителями ........................366
8.2. О возможности применения вихревых труб, встроенных в конструкции
вращающихся деталей..................................................379
8.3. Вихревой пробоотборник — датчик качества распыла жидкого
горючего и степени его испаренности ................................383
8.4. Другие примеры возможного использования вихревых труб в
промышленности и энергетике ........................................393
Список литературы..................................................400
414
Научное издание
Ш.А. Пиралишвили, В.М. Поляев, М.Н. Сергеев
ВИХРЕВОЙ ЭФФЕКТ.
ЭКСПЕРИМЕНТ, ТЕОРИЯ,
ТЕХНИЧЕСКИЕ РЕШЕНИЯ
Редактор:
Т.А. Зайцева
Компьютерная верстка: В.В. Демкин
Подписано в печать 21.02.2000.
Формат 60x90 1/16. Усл. печ.л. 26. Тираж 1000 экз.
Заказ № 18
ЛР № 071487 от 12.08.97
Учебно-научный производственный центр «Энергомаш»
107005, г. Москва, 2-я Бауманская ул., д. 5
Изготовлено Научно-издательским центром ’Инженер*
119034, Москва, Курсовой пер., 17
тел. 111-87-88, 290-625-86, 334-84-59
— ФЕДЕРАЛЬНАЯ ЦЕЛЕВАЯ ПРОГРАММА
IF3 I «ГОСУДАРСТВЕННАЯ ПОДДЕРЖКА ИНТЕГРАЦИИ ВЫСШЕГО ОБРАЗОВАНИЯ л
’ЛЖ1 ФУНДАМЕНТАЛЬНОЙ НАУКИ НА 1997-2990 ГОДЫ»
Ш.А. Пиралишвили, В.М. Поляев, М.Н. Сергее»
ВИХРЕВОЙ ЭФФЕКТ.
ЭКСПЕРИМЕНТ, ТЕОРИЯ,
ТЕХНИЧЕСКИЕ РЕШЕНИЯ