Файл: Вайсман М.Д. Режимы и способы пуска блоков сверхкритического давления учеб. пособие.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 28.07.2024
Просмотров: 85
Скачиваний: 0
Внесем значения Сі и Сг из (23) в выражение (22); в резуль тате обычных алгебраических операций получаем:
|
. |
£ |
( n - R j |
ß |
|
(24) |
|
( |
' |
1- |
VI /?„3 - д„- ^ |
|
|||
|
|
||||||
Из (1) |
следует: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(hr_ |
|
г3 + Rв- ß |
|
|
|
|
|
dr |
|
/?И2 - |
/?в2 Г- |
|
|
|
|
н- |
JL |
1 0гdr - |
рО |
(25) |
|
|
|
Г- |
||||
Как видно из (24) и (25), |
при принятых допущениях напря |
||||||
жения |
в радиальном и |
окружном |
направлениях |
определя |
ются упругими свойствами материала, размерами попереч ного сечения, видом температурного поля стенки цилиндра и не зависят от его деформации вдоль оси.
Определим напряжения |
стг, действующие в |
направлении |
|
продольной оси. |
|
(17) |
в таком виде: |
Перепишем третье уравнение системы |
|||
°z — |
v (3z + at) — Ф |
- |
(26) |
|
Так как выражения для аг и Оі уже получены, то задача сво дится к нахождению относительной деформации б2, которая как указано выше, представляет собой постоянную величину. Ее значение найдем из следущих соображений. Ранее отме чалось, что рассматриваемый цилиндр может свободно де формироваться вдоль оси г. В таком случае в каждом попе речном сечении силы, направленные вдоль z,' обращаются в нуль:
К. |
' 1 |
2* J a,rdr = 0. |
(27) |
Вычислим предварительную сумму а,.+сц, затем заменим под интегралом напряжение oz его значением по (26). Из (24) и (25) имеем:
°г + °t = |
gß |
Г * - / ? ,» 1 |
Г2 + /?в2 1 |
1--М |
Я.іа —Яв* Г2 |
RnJ — Ra: Г- |
|
|
|
gß |
(28) |
|
|
1 — V |
|
|
|
|
39
Следовательно,
Отсюда после интегрирования и простейших алгебраических действий получаем:
|
|
*'=/Ä |
] |
|
(29) |
Внеся полученные |
выражения ez и ar+Ot в (26), приходим |
||||
к следующей |
формуле, описывающей |
напряжения |
вдоль |
||
оси г: |
|
|
|
|
|
т |
г Ог d r |
л. |
Я.г |
|
|
|
|
+ 'Г - |
|
|
|
|
|
tp |
|
|
(30) |
|
1- ч |
|
|
||
|
|
|
|
||
Из сопоставления (30) с (28) следует, |
что в условиях |
нашей |
|||
задачи |
|
|
|
|
|
|
|
a z = |
°r + |
|
(31) |
§ 5. Распределение температур в полом цилиндре при идеальном тепловом ударе
Ранее было показано, что для определения термических напряжений требуется знать закон раопределения темпера тур в толще детали. В качестве характерного примера най дем распределение в пространстве и времени температур стенки цилиндра при следующих условиях: наружная поверх ность хорошо изолирована и теплоотдача от нее во внешнее пространство пренебрежимо мала; в начальный момент темтературы всех точек стенки одинаковы; в полость цилиндра поступает среда, температура которой сохраняется неизмен ной. Вследствие весьма интенсивного теплообмена между сре дой и внутренней поверхностью цилиндра возникает так на зываемый «тепловой удар» — температура внутренней по верхности (на всем протяжении рассматриваемого участка цилиндра) мгновенно принимает значение, равное температуре
40
среды (идеальный тепловой |
удар), и |
остается постоянной |
|
в течение всего процесса. |
|
в [18], показали, |
что |
Результаты расчетов, приведенные |
|||
в условиях теплового удара |
практическое совпадение |
(уже |
в начальной стадии процесса) температуры стенки с темпе ратурой омывающей ее среды устанавливается при значе ниях критерия В і^80. Для паропроводов высокого давления блоков мощностью 300 МВт, 0 245/45, изготовленных из стали Г5Х1М1Ф, указанной величине критерия Био отвечает коэффициент теплоотдачи а ж 14 -ІО3 ккал/м2 • °С • ч. Коэффи циенты теплоотдачи такого порядка могут иметь место, на пример, при поступлении влажного пара в горячий паропро вод. Таким образом, допущение о почти мгновенном вырав нивании температур поверхности цилиндра и омывающей ее среды не лишено реального основания.
Известное из курса «Теория теплоотдачи» уравнение теп
лопроводности имеет вид |
|
J L № - = av*t{r,-z). |
(32) |
Воспользуемся цилиндрической системой координат и совме стил! аппликату 2 с осью цилиндра. В соответствии с ранее введенными допущениями: симметрией температурного поля относительно центра поперечного сечения цилиндра и посто янством температуры на фиксированном радиусе вдоль оси 2 , уравнение (32) перепишется в такой форме:
Й | г л ) |
Г |
d-t\r, г) |
. 1 |
dt (г, т) |
(32') |
|
дг |
~ I [ |
дг2 |
' г |
дг |
||
|
Рассмотрим, как и ранее, разность между температурой про извольной точки цилиндра и температурой поступающей в него среды: 0 = t — tc. Внесем переменную Ѳв (32):
|
|
'дЧ— |
( д'° |
I |
1 |
до \ |
|
|
|
(32") |
||
|
|
дг |
а \ дг- |
' |
г |
дг ) ' |
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|||||||
Начальное |
условие |
|
при |
т = |
0 |
заключается |
в |
постоянстве |
||||
температуры всех точек |
цилиндра: Ѳ(г, |
0 ) = Ѳ 0 = |
const. Гра |
|||||||||
ничное условие на |
внутренней |
поверхности Ѳ(/?В) т) — 0 (при |
||||||||||
т > 0 ) ; |
на |
внешней |
|
|
|
^ |
= 0. Будем |
искать интеграл |
||||
(32") |
в виде произведения двух функций: первой — только от |
|||||||||||
времени у(т), второй— от радиуса |
и{г). Тогда |
|
|
|||||||||
Следовательно, |
|
|
О= у (г) иг. |
|
|
|
|
(33) |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
до |
, |
. rfy (т| |
а дг |
|
|
itи (у) |
Д20' |
y ( z) |
d-u (г) |
|||
17 = |
d- ’ |
= У ( т ) |
dr |
И |
дг- |
~dr°~ ’ |
||||||
|
|
|
|
ДО |
|
|
|
|
|
|
41
Внеся значение производных в (32"), получим:
11Сг) |
= аУw |
'd-u (г) |
, |
1 |
du (г) |
d r- |
' |
г |
dr |
ИЛИ
I |
dy (т) |
1 |
ay (х) |
rfx |
и (/-) |
'd-u (/•I . |
1 |
du (г) |
(32) |
|
dr2 |
г |
dr |
||
|
Величины левой части уравнения зависят только от вре мени; правой части — только от радиуса. Следовательно, ра венство (32"') может иметь место лишь в том случае, когда левая и правая части равны одной и той же постоянной. Обозначив эту постоянную k2, приходим к двум уравнениям в полных производных:
|
|
dy (-) |
ak2dt; |
|
|
|
У Ч) |
||
|
|
(34) |
||
d-u in . |
1 |
du |г) |
||
-Ь k2u (/-) = 0. |
||||
“ДУз- "I |
r |
!r~ |
Первое из уравнений (34) интегрируется простейшим обра зом; опуская постоянную интегрирования, имеем
У = |
- п/і'- |
(35) |
|
||
Второе уравнение заменой |
переменной г на \ = kr сводится |
к уравнению Бесселя нулевого порядка. Его полным интег
ралом, как и всякого линейного уравнения второго |
порядка, |
|
служит сумма двух частных, линейно независимых |
интегра |
|
лов U] и и.2 , т. е. общий интеграл выражается |
соотношением |
|
u — Cu^ + Du.,, |
|
(36) |
где С и D — постоянные интегрирования.
Частные интегралы щ и и<> представляют собой, функции Бесселя нулевого порядка, первого и второго рода*, обозна чаемые обычно / о и Усъ U\ = Ja(Jir); U2 = Y 0(kr). Таким обра зом, избыточная температура Ѳ, .как функция времени и координаты г, выражается зависимостью
Ѳ= [С70 Ckr) + DYU(kr)] е~ак‘\ |
(37) |
Выражение (37) удовлетворяет уравнению теплопроводности (32") при любых значениях постоянных к, С и D. Приписы вая этим постоянным различные значения, получаем беско-
* Функции Бесселя второго рода в литературе называют также функ циями Вебера или функциями Неймана.
42