Исследование процессов переноса в вихревой камере с центробежным слоем частиц тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.14, кандидат наук Лукашов, Владимир Владимирович

• Лукашов, Владимир Владимирович
• кандидат наук
• 2013

Оглавление диссертации кандидат наук Лукашов, Владимир Владимирович

1.1. Классификация закрученных потоков...........................................................3

1.2. Характеристики, используемые при описании закрученных потоков......4

1.3. Гравитационный кипящий слой....................................................................9

1.4. кипящий слой в камере с вращающимися стенками.................................15

1.5. центробежный псевдоожиженный слой......................................................20

Выводы по главе 1................................................................................................32

Глава 2. Методы исследования...............................................................................32

2.1. Особенности измерений в закрученных потоках методом ЛДА..............32

2.2. Влияние прецессии на измеряемые характеристики потока....................43

2.3. Особенности экспериментального определения интенсивности ТМО... 46

Глава 3. Аэродинамика однофазного закрученного потока.................................58

3.1. - Аэродинамика течения в основном объёме камеры................................58

3.2. Взаимодействие закрученной струи с плоскостью....................................76

Глава 4. Аэродинамика однофазного закрученного потока................................. 78

4.1. - Аэродинамика газового потока в вихревой камере со слоем.................78

4.2. характеристики вращающегося слоя...........................................................85

4.3. Гидравлическое сопротивление вихревых камер......................................96

4.4. Интенсивность тепло и массообмена между частичками слоя и несущим потоком..................................................................................................................99

Глава 5. Вихревая камера с горением...................................................................101

5.1. Особенности аэродинамики вихревой камеры с горением.....................101

5.2. Организация химического процесса в вихревой камере со слоем катализатора........................................................................................................109

5.3. Горение пропана и метана в слое инертного материала.........................111

Выводы......................................................................................................121

Литература....................................................................................................122

Глава 1. Введение - обзор состояния вопроса 1.1. Классификация закрученных потоков

Влияние вращения на инертные и химически активные течения изучается уже на протяжении длительного времени. Закрутка потока, то есть сообщение потоку вращательного движения, может приводить к воздействию на все параметры течения, и в том числе на процессы переноса тепла и вещества. Наряду с задачами аэродинамики, связанными с необходимостью создавать эффективные летательные аппараты, предсказывать поведение атмосферы и океана, большое внимание уделяется процессам переноса тепла и вещества в ограниченных закрученных течениях с фазовыми и химическими превращениями. Даже «простейшие» (стационарные, ламинарные) типы таких течений далеко не всегда могут быть получены в численном моделировании. Анализ влияния всего многообразия управляющих факторов при численном моделировании может оказаться задачей не менее сложной, чем само прямое численное решение. Экспериментальные исследования закрученных потоков необходимы для создания реалистичных моделей технологических процессов и природных явлений, протекающих в атмосфере и в водной среде.

В технических приложениях используются свойства закрученных потоков позволяющие стабилизировать процессы при протекании химических реакций, выравнивать температурные неоднородности. Широко используется закрутка для сепарации потоков запылённых твердыми частицами или аэрозолями. Одним из известных методов организации переработки дисперсных материалов является флотация. Обычно флотацию организуют в поле сил тяжести. Мелкие фракции в таких аппаратах следуют за потоком, при этом разделение ухудшается либо становится невозможным. Если среда приводится во вращение, поле центробежных сил изменяет баланс сил, действующих на частицу. При этом происходит существенное повышение эффективности процесса разделения. Вихревые камеры (Рис. 1.1.1.В) применяются для интенсификации процесса теплообмена между частицами и

на преграду; В- локализация нагретого потока в приосевой области вихревой камеры.

потоком воздуха, для организации эффективного сжигания топлива, для стабилизации плазменного шнура в плазмотронах, для тепловой защиты стенок каналов и в ряде других процессов.

1.2. Характеристики, используемые при описании закрученных потоков

Можно выделить два характерных типа закрученных течений (Рис. 1.2.1.):

1. квази- твёрдое вращение (вынужденный вихрь), в случае когда окружная компонента скорости линейно растёт с радиусом относительно оси вихря: и9=к-г (1.2.1)

2. свободный вихрь, окружная компонента скорости обратно пропорциональна расстоянию от оси вихря

иф=- (1.2.2)

г

Часто для анализа закрученного потока используют комбинации двух этих типов вращения. Примером этому может служить вихрь Рэнкина: приосевой области поток вращается по закону твёрдого тела, а начиная с некоторого радиуса Я* по закону свободного вихря. Часто распределение окружной компоненты скорости аппроксимируют эмпирическими зависимостями по типу вихря Ренкина или Бюргерса:

и, (г, 2) = и, (Я, г) * (1 - ехр(-Б(г)(г / Л)2))

(1.2.3)

где для описания множителя В (г) используются различные эмпирические зависимости.

Для характеристики закрученных потоков используют такие параметры как завихрённость со = г<н¥ и циркуляцию Г = ри(рг. В случае квази- твёрдого

вращения завихрённость не равна нулю. Для свободного вихря осевая и радиальная компоненты завихренности равны нулю.

Из теоремы Стокса следует, что циркуляция Г - есть интеграл осевой компоненты завихренности по площади окружности, ограниченной радиусом

Я:

Г = яЯ 2£

(1.2.4)

для вынужденного вихря

к -

(1.2.5)

и распределение давления:

(1.2.6)

я

Рис. 1.2.1. Распределение окружной скорости: 1- область квази- твёрдого вращения; 2- квазипотенциальный вихрь.

Существует большое число различных параметров для оценки интенсивности закрутки потока, определяемых через геометрические характеристики закручивающего устройства. Как показано в [109] на основе обработки большого количества экспериментального материала, наиболее полно основные характеристики потока не зависимо от способа организации закрутки, обобщаются с помощью интегрального параметра крутки

)ри9игг2<Ь

5 = ^--(1.2.7)

о

который является отношением осевой составляющей потока момента импульса к произведению осевой составляющей потока импульса на радиус канала Я. В [106] установлено, что при использовании завихрителей различной геометрии только в области, непосредственно примыкающей к закручивающему устройству г «(0.5...5)£), где Э - характерный размер канала, распределение скорости и давления определяются геометрическими параметрами завихрителя. На основном участке течения поле течения зависит только от интенсивности закрутки 8.

При этом, по-видимому, существует некоторое пороговое значение 0.23 < 5* < 0.3, начиная с которого профиль окружной скорости может быть разбит на область квазитвердого вращения и квазипотенциальный вихрь. Во многих практических приложениях одним из наиболее важных явлений в закрученных потоках можно считать существование рециркуляционной зоны, в которой осевая компонент скорости направлена против основного течения. Известно [73], что в случае слабо закрученных потоков при 8<0.4 осевая компонента скорости не меняет знака, а при Э>0.6 в устройствах с прямым выходом наблюдается зона обратных токов.

Как и для других вязких течений, основным режимным параметром потока в вихревой камере является число Рейнольдса Яе. В закрученных потоках вводят дополнительный параметр- параметр крутки 8. Однако, как отмечается в [46], они не дают однозначного описания картины течения. В частности,

-6-

существенное влияние могут оказывать условия на выходе камеры и на глухом торце камеры. При одних и тех же расходах и параметре крутки, но разных граничных условиях в камере могли возникать различные типы течений. Закрученные потоки, как правило, обладают винтовой симметрией, что позволяет ввести новые критерии для характеристики ограниченных закрученных потоков. В [46] предлагается использовать / «шаг винта» и и°2 «скорость невозмущённого потока». Эти параметры связывают между собой окружную и тангенциальную компоненты скорости: иг =и°2 +гид>/1 = и°2+ Г/1 (1.2.8)

Для анализа закрученных течений в работах [89] предлагается использовать спиральность Спиральность это скалярное произведение локальной компоненты скорости на завихрённость потока в данной точке течения:

Н = (Об))^ где V _ В6КТОр скорости, ® = го(0, Наличие спиральности {н * в вихревом потоке приводит к формированию устойчивых вихревых структур. Физически это означает, что вихревые линии совпадают с траекториями движения жидких «частиц» и являются винтовыми линиями. Внутренняя структура потока и её устойчивость зависит от величины спиральности [90].

Известно, что закрутка потока может приводить как к подавлению турбулентности при обтекании закрученным потоком выпуклой поверхности, так и повышать интенсивность пульсаций скорости при обтекании вогнутой стенки. Исследования закрученного течения в трубе показали, что вращение стенок может оказывать различное воздействие на турбулентные характеристики течения. Когда число Рейнольдса мало и течение на входе в трубу ламинарное, её вращение дестабилизирует поток [19]. С другой стороны вращение трубы оказывает стабилизирующее влияние на развитое турбулентное течение. В этом случае наблюдается снижение гидравлических потерь и деформация профиля осевой скорости к форме близкой к ламинарному распределению [30].

Влияние вращения на турбулентные характеристики потока экспериментально с использованием лазерно- доплеровского анемометра

исследовались в [18]. Наиболее сильно вращение сказывается на интенсивности пульсаций радиальной компоненты скорости. Величина турбулентной энергия снижается на 18% при интенсивности закрутки и ¡иг—\. Воздействие

центробежных сил на турбулентность можно, следуя [5], представить в виде зависимости длины пути смешения / от Ю числа Ричардсона: / = /0(1 - /? • Ш), где

Щ д(гЦу)

г2 дг

(диЛ 2 + (гд{ищ1г)Л

1 дг 1 дг )

Во вращающейся трубе циркуляция растёт с ростом радиуса, поэтому число Ричардсона положительно. А так как № > 0, это означает, что вращение стенок трубы приводит к стабилизации турбулентного потока.

Коэффициент асимметрии у3 = (м3)/(«2)3/2 в незакрученном турбулентном потоке, втекающем в трубу с вращающимися стенками меньше нуля. В случае закрутки потока, по мере увеличения интенсивности крутки, значения коэффициента асимметрии стремятся к нулю [18, 45, 23]. Это является индикатором того, что в закрученном потоке пульсации скорости, генерируемые вблизи стенки трубы, подавляются. Результаты измерений [18] показывают, что величина четвёртого момента у4 = (и4)/(и2)2 растёт с увеличением интенсивности крутки. Максимальные значения у4 наблюдались при г/Я=0.9 вблизи стенок трубы, а при г->0 значения коэффициента эксцесса не зависят от наличия вращения в трубе. Большие положительные значения у3 и у 4 свидетельствуют о перемежаемости в пристенном потоке [39].

В случае течения закрученного потока в трубе с неподвижными стенками распределения турбулентных характеристик имеет несколько иной характер. Так в [8] экспериментально с помощью термоанемометра исследовано течение в слабозакрученном потоке 5 <0.4, где в частности, показано, что в приосевой области течения коэффициент асимметрии в приосевой области течения имеет максимум. уг становится отрицательным в координате г, где интенсивность пульсаций продольной компоненты максимальная. Коэффициент эксцесса в

этой области имеет минимальное значение. Отмечается, что такой характер распределения у3, уА для осевой компоненты скорости, а также то что уъ для осевой и радиальных компонент имеют разный знак, является объективным индикатором существования в приосевой области когерентных структур. В [8] сделан вывод, что турбулентная структура закрученного потока в трубе и в диффузоре определяется свойствами течения в пристенной области.

1.3. Гравитационный кипящий слой

Кипящий в поле силы тяжести слой зернистого материала широко используется для проведения химических реакций различного сорта, тепло- и массообменных процессов. Первое упоминание о промышленном применении кипящего слоя относится к 1556 году в работе G. Agrícola, где сообщается о технологической операции, по сути дела являвшейся применением псевдоожиженного слоя для обогащения руд. Первым крупным успешным применением техники псевдоожижения газом стал каталитический крекинг нефти в годы II Мировой войны. К настоящему времени наработан большой практический опыт, разработаны математические модели [52,50,77] описания псевдоожиженного слоя.

В соответствии с физической моделью псевдоожижения [52] процесс можно представить следующим образом. Слой частиц, свободно лежащий в поле силы тяжести, оказывает сопротивление потоку газа, проходящего сквозь него. При восходящем движении газа силы сопротивления стремятся перестроить

Расширение плотного слоя

Режим псебдоожи жения

Режим пневмо-транс^ порта.

Жадность Газ

В

kjrjj

! «у

Pi Чл

• ••

• •

• ••

• •

• • •

• •

• • •

• •

• • •

• •

• ••

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование процессов переноса в вихревой камере с центробежным слоем частиц»

кость

ь

£

_

Жид- Газ кость

• •

• • »

• • •

• • • ••

• • •

• • • ; s

•L • • • :

•

• • « *

• • •

« • »♦ «

w2

кость

Скорость потока ожижающей среды

Рис. 1.3.1. Схема состояний псевдоожиженного слоя в восходящем потоке ожижающей среды

расположение частиц таким образом, чтобы слой оказывал меньшее сопротивление. Если слой состоит из не очень крупных частиц, то он будет при этом расширяться. От точки О до точки В (Рис. 1.3.1) происходит фильтрация без псевдоожижения, соответственно перепад давления описывается соотношениями для фильтрации в пористом теле. При дальнейшем увеличении скорости восходящего потока газа достигается состояние (точка D на Рис. 1.3.1), при котором силы гидродинамического сопротивления, приложенные к частицам, становятся достаточными для взвешивания зернистого материала. В этом состоянии система несущий газовый поток- слой частиц начинает вести себя как жидкость. На участке D-E перепад давления практически постоянный и определяется весом слоя, отнесенным к площади поперечного сечения аппарата. Перед этим перепад в псевдоожиженном слое может быть несколько выше (участок B-D) в случае частиц слоя с характерным размером ~1 мм.

Для описания частиц псевдоожиженного слоя в зарубежной литературе часто используют классификацию Гелдарта (Рис. 1.3.2) [14], разработанную для псевдоожижения при комнатных температурах и атмосферном давлении в потоке воздуха.

к

Си

:г О.

1Е-Щ1

диаметр частиц, мкм

Рис.1.3.2 Классификация частиц по Гелдарту

Группа А - характерные размеры частиц 50... 100 мкм; при постепенном увеличении скорости фильтрации высота слоя частиц растёт начиная от скорости начала псевдоожижения м/, до скорости начала образования пузырей

Группа В - более крупные частицы, увеличения толщины слоя почти не происходит, начало ожижения всегда сопровождается образование пузырей.

Группа С - материалы плохо поддающиеся псевдоожижению.

Группа О- отличается от частиц группы В особенностями течения пузырей.

Закон сопротивления для неподвижного слоя зернистых материалов может быть записан [94] в виде (по аналогии с законом сопротивления при фильтрации):

Ар - потеря напора потока газа или жидкости через слой; м> - скорость потока газа; р- плотность потока газа; с!э- эквивалентный диаметр межзерновых

каналов Хсл - коэффициент гидравлического сопротивления слоя. В литературе имеется большое число зависимостей для определения Ясл вида: Лсл = —— + В. Ламинарный режим

Гидравлическое сопротивление зернистого слоя высотой Ь в условиях ламинарного режима движения часто определяется с помощью уравнения Козени-Кармана

Др /ДУр (1-£)2

Ь ~ к й2 е2

константа Козени ^=180, хотя разные авторы предлагают выбирать значение в диапазоне 150... 200.

Закон сопротивления для ламинарного режима движения потока удобно выражать в обобщенном виде критериальным уравнением Ьа = 200Г

Ьа = Яе- Ей = Л— - критерий Лагранжа, характеризующий соотношение сил

давления и внутреннего трения в системе. = модифицированное

// 1 -е

число Рейнольдса с учетом порозности и коэффициента форма частиц слоя.

¿э

Турбулентный режим

Потеря давления в условиях турбулентного режима рассчитывается, как правило, с точностью меньшей, чем для ламинарного режима соотношением вида

= х 1 ^о2 (1~£)

Ь срй 2 е2

т.е. пропорционально квадрату скорости.

В обобщенном виде для расчета гидравлического сопротивления неподвижного слоя в случае турбулентного режима обтекания применимы следующие зависимости:

В области Яе=60...7000

Ей = 7.6Ые-0 2 Г в области 11е>7000 Еи=\ЗГ

Вне зависимости от режима обтекания число Эйлера «выходит» на постоянное значение.

Критическое число Рейнольдса

По данным Миллионщикова (1969)

ЯеА7, =0.0022-0.29 при Ле^ = - - —Д-, где к - коэффициент проницаемости слоя

По оценкам Жаворонкова (1946)

=50-60 при определении ЯеКР =

И

По Карману

=20-40 для Яе^ =^Р_<Р__

// 1-Е

Псевдоожиженный слой широко используется для проведения различных химических процессов и в том числе горения различных топлив [76]. Процесс сжигания природного газа в псевдоожиженном слое исследован [88] в диапазоне значений коэффициента избытка воздуха 0.7<а<2.0. Создание заранее перемешанной гомогенной смеси создаёт наиболее благоприятные условия для горения в слое инертных частиц. Устойчивое горение смеси природного с воздухом наблюдалось при ожижении частиц корунда или высокоглинистого шамота размером от 0.2 до 2 мм. Влияние тепловыделения на скорость начала псевдоожижения не отмечена. При использовании полидисперсной зернистого материала температура начала устойчивого горения на 50... 100 °С ниже, чем в опытах с однородными частицами. При псевдоожижении частиц корунда диаметром 1.5...2 мм и расходе

о

природного газа 6.5 м /час в экспериментальной установке диаметром 250 мм получены следующие данные (Таблица 1.3.1. и Таблица 1.3.2.)

Таблица 1.3.1. Параметры процесса горения в кипящем слое

Коэффициент избытка воздуха 1.1 1.25 1.35 1.5 1.57

Температура кипящего ядра, °С 1100 1200 1070 1040 950

Максимальная температура в зоне горения, °С 1480 1240 1160 1120

Высота слоя на которой стабилизируется состав продуктов сгорания, мм 10 15 20 30

Таблица 1.3.2. Состав продуктов неполного сжигания природного газа в кипящем слое

Коэффициент избытка воздуха Состав

С02 02 СО Н2 СН4

0.7 5.8/6.4 0.3/следы 8.6/8.1 7.2/9.2 1.0/следы

0.8 6.0/7.9 0.2/следы 7.1/5.6 5.2/5.1 1.4/следы

0.9 8.1/9.7 1.1 /следы 4.3/2.9 4.3/2.1 1.7/следы

(здесь в числителе - экспериментальные данные, в знаменателе - расчётные значения) Начина с а= 1.57 в слое температура по толщине слое выравнивается. При а=2 и более горение неустойчиво, сопровождается хлопками. Большое влияние на процесс горения оказывают всплывающие в слое пузыри. В объёме пузыря отмечены высокий уровень температур и концентраций N0. В целом сжигание в слое позволяет почти в три раза снизить уровень выбросов Ж)х (Рис. 1.3. 3.). По мнению авторов [88] причина этого в том, что при горении в кипящем слое инертного материала уровень температуры снижается. Так для а=1.1 в случае газофазного горения Т=1730 °С, а при сжигании гомогенной смеси в слое Т=1300-1400 °С. При раздельном вводе газа и воздуха в кипящий слой необходимо осуществлять перемешивание газов в самом слое, что представляет собой известные трудности при неоднородном псевдоожижении. Известны два

режима истечения струй в кипящий слой: струйно- фильтрационный и струйно-циркуляционный. В первом режиме струя фильтруется между частицами,

Рис. 1.3. 3 Снижение выбросов N0 при горении газа в кипящем слое инертного материала

сохраняя ограниченность в поперечном направлении. Во втором случае струя состоит из чисто газовой полости и взвеси газ- твердые частицы.

1.4. кипящий слой в камере с вращающимися стенками

Одним из способов использования сил инерции для активного воздействия на кипящий слой является вибрация. Наряду с этим для использования воздействия сил инерции на мелкодисперсные материалы применяется вращение решётки. Первые подходы к осуществлению этого процесса были сделаны в Германии в 1940 (Е. Нектап, патент 688305), затем последовала серия работ в СССР И.С. Голованова, П.И. Дмитриенко и др. В этих работах в частности исследовалось горение в центрифуге через газопроницаемые стенки которой подавался ожижающий газ- носитель.

Теоретическое и экспериментальное исследование аппаратов с центробежно-зажатым слоем провёл Н.И. Сыромятников в 1950-54гг. [103], изучавший гидродинамику и устойчивость вращающегося слоя в потоке воздуха. Кроме того, выполнена серия работ по исследованию сжигания мелкозернистого

о

0.000

0.8 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 Коэффициентизбытка воздуха

Мелкозернистый

Рис. 1.4. 1 Экспериментальная установка для исследования тепловых процессов в центробежном силовом поле. 1- загрузочный бункер, 2- кожух; 3- вращающаяся решётка; 4-ввод газа; 5- сливной порог; 6- разгрузочное отверстие; 7- подшипник; 8- камера готового продукта; 9- обрабатываемы материал; 10- шестерни; 11- электродвигатель; 12- подшипник; 13- шнековый питатель.

топлива в потоке воздуха в цилиндрической и конической колосниковой решётках. Схема экспериментальной установки Н.И. Сыромятникова приведена на Рис. 1.4. 1

Физическая модель процесса на вращающейся решётке может быть представлена следующим образом [103]. Через слой материала, расположенного на вращающейся решётке, в радиальном направлении движется газ со скоростью, превышающей обычные скорости фильтрации свободно лежащего слоя. При предельном (критическом) значении скорости фильтрации нарушается устойчивое залегание частиц на поверхности вращающегося слоя. Частицы слоя, прилегающие к решётке, испытывают большие ускорения центробежного поля, поэтому они ещё не приходят в псевдоожиженное состояние. Что бы все частицы смогли оторваться от решётки, скорость фильтрации должна быть превышена настолько, что бы сумма всех сил, действующих на частицы, непосредственно примыкающие к

решётке, были равны нулю. Исходя из этой модели, уравнение движения тела массой т, лежащего на поверхности слоя будет иметь вид:

т а = то)2пЯП1 + mgcosa - Р - N

(1.4.1)

обычно силой тяжести Ыр можно пренебречь. Тогда условием отрыва слоя от решётки будет:

т-а = тй)2(И.ц2 +mgcosa - Р < 0. ( 1.4.2.)

Входящая в (1.4.1) сила аэродинамического сопротивления Р может быть найдена из соотношения:

Р = 4

7Пс1г РТв>,

(1.4.3)

* С о

гДе # = ^г' Ке =

Ые

д

УГ

| Воздух

Материал

Если предположить, что гидродинамическое сопротивление частиц в поле центробежных сил подчиняется такому же закону, что и в поле сил тяжести. И при условии квадратичной зависимости силы Рот скорости фильтрации. Для оценки степени интенсификации процесса в центробежно- зажатом слое по сравнению с обычным «гравитационным» кипящим слоем может быть предложено соотношение:

I =

ЮЦЯЦ2 £

КС

Рис. 1.4.2. Принципиальная схема конического аппарата с кипящим слоем

1 £

откуда при допущении %кс

(1.4.4)

г =

а>*Л/( 2

Я

(1.4.5)

В [103] отмечается, что при конструировании вихревых камер с кипящим слоем профиль камеры следует выбирать в форме конуса (Рис. 1.4.2). Если такая камера изготовлена в форме полого цилиндра, то в этом случае скорость газа

14 Ч I \IOR-

КО| 11Г\С|М|1'

шштт*ж

ЪоЬ

<■'4 / " \

\

/ \ / НШМЛШ \ V СНЛМШ к ^

I Я1 1>1.\и х \\ ,11

чком) мп С[1 \\Ш1 И

ii а ¿и а. ¿\ ^ /-х .а а_а а а. /а

|1 V; 'у^-у у V? ■-/ V- V V/ 'У; ^-

Ч< КЬ^ ]

(и\'\т\ик

Л 1,115 / л- /

ГШР"

I

шш

Рис. 1.4.3. Схема экспериментальной камеры сгорания.

будет возрастать по мере приближения к оси вращения, то время как центробежные силы при этом будут убывать. Для организации устойчивого движения предлагается условие:

ад < ад < ад (1.4.6)

Похожие решения использованы в работе 2003 г. [29], в которой был исследован и разработан аппарат для сжигания шелухи, остающейся после обработки риса. Схема камеры сгорания представлена на Рис. 1.4.3. В работе отмечается, что при горизонтальной ориентации оси вращения камеры удаётся получить кипящий слой одинаковой толщины. В отличие от случая вертикальной ориентации аппарата, когда толщина слоя увеличивается по направлению к нижней его части, что может приводить к неконтролируемому выносу зернистого материала из кипящего слоя. Авторы отмечают, что достоинством данного класса вихревых камер является возможность псевдоожижения в широком диапазоне скоростей вращения. Это позволяет управлять соотношением топливо/ окислитель при сжигании топлив с различными свойствами. Высокая интенсивность тепло- массообменных процессов в центробежном кипящем слое позволяет поднять

теплонапряжённость до 100 мВт/мЗ, что на порядок выше, чем в аппаратах с обычным «гравитационным» псевдоожиженным слоем.

Важным фактором, характеризующим центробежно- зажатый слой является его гидравлическое сопротивление. Для определения сопротивления кипящего слоя, создаваемого в центробежном поле в работе [67] предложена эмпирическая формула:

Мкс°>ц 2л -I • g

аз Gl

О

(1.4.6)

U0, m/s

Рис. 1.4.4. Зависимость потерь давления от скорости фильтрации при различных толщинах слоя

в которую входит масса слоя Мкс и /- длина решётки. По приводимым в [29] данным, на полное сопротивление слоя существенно влияет изменение порозности вращающегося слоя и геометрия вихревой камеры. Так изменение толщины кипящего слоя (Рис. 1.4.4) от 10 до 20 мм почти в два раза увеличивает гидравлические потери.

По-видимому, сложность конструкции обеспечивающей вращение устройства при достаточно высоких температурах и большие потери давления газа- носителя ограничивают практическое применение таких аппаратов.

1.5. центробежный псевдоожиженный слой

Большой цикл работ по ограниченным закрученным потокам выполнен М.А. Гольдштиком [69, 70, 71], посвященных, в том числе, изучению центробежного псевдоожиженного слоя. Центробежный псевдоожиженный слой выгодно отличается от обычного гравитационного. В частности, по оценкам [70] интенсивность обменных процессов может быть увеличена во столько раз, во сколько центробежное ускорение превосходит ускорение силы тяжести.

Движение сферической частицы в вихревой камере рассматривалось в [71] при допущении, что на частицу со стороны потока действует только сила Стокса (сопротивление частицы линейно связано со скоростью обтекания), а сама частица на поток не оказывает влияния. Тогда плоское движение частицы в полярных координатах можно описать системой уравнений:

IV;

г (1.5.1)

<МЛ \V-\V. , ,

Л г \ * *) IV - вектор скорости частицы;

Л.-^Г

Рч - Л

В случае, когда плотность частицы и несущего потока равны, все силы, действующие на частицу, обусловлены ее неслежением за потоком. Их действие направлено на сближение скорости частицы со скоростью потока. Другой особенностью вращения частицы в вихревой камере является существование равновесной орбиты при движении по которой радиальная скорость частицы будет нулевой. В случае стационарного кругового движения система (1.5.1) имеет решение: К=0;

При этом радиус орбиты определяется уравнением

Лгиг+и2ф= 0 (1.5.2)

Физически реализуемое течение возможно в случае иг < 0. Условие (1.5.2) позволяет оценить равновесную орбиту частицы для разных полей скорости. Например, для «плоского вихрестока», определяемого соотношениями:

иг=~ (1.5.3)

2ж 2 7тг

где д- расход стока на единицу длины ( д,Г - постоянные величины);

\p4d2r2

=

Ъвщ/л

Уравнение (1.5.1.) можно представить в виде:

dW EV ^

— = F(r)

d* (1.5.4)

При г = г0 на равновесной орбите выполняется соотношение

F(r0) = AUr+U2Jr = О

(1.5.5)

В случае устойчивого вращения частицы, малое смещение в сторону больших радиусов должно затухать: dW

— = Пг)(г-г0),и F'(r)<0,rfle F(r0) = 0 (1.5.6) at

Если воспользоваться критерием (1.5.6) и рассмотреть движение частицы в поле (1.5.З.), то такое движение оказывается устойчивым:

F.-^-X-S-; F'-J^-L—il<о

4л г 2ж 4л г 2ж2 2ж (1.5.7)

В случае квази- твердого вращения F'(/0) > 0 движение частицы является неустойчивым. В случае достаточно крупных частиц, подчиняющихся квадратичному закону гидравлического сопротивления, условия равновесной орбиты и устойчивости частиц изменятся. Соответствующее профилирование торцевых поверхностей позволяет получить устойчивые решения и для квазитвердого вращения потока.

Движение сферической частицы массой М в гидродинамическом поле, когда центробежная сила компенсируется радиальной силой гидравлического

сопротивления вихревого стока, может быть устойчивым поля вихревого стока, где окружная и радиальная компоненты скорости обратно пропорциональны расстоянию от частицы до стока. В случае же вращения по закону твердого тела движение частицы будет неустойчивым. Случай устойчивого вращения частиц приводит к центробежному псевдоожиженному слою.

Таким образом, в закрученном потоке при условии Г = const вращение частицы устойчиво к внешним воздействиям. Как показывают наблюдения, даже при вращении плотного слоя частиц, внутренние слои движутся с большей угловой скоростью, чем внешние - «такой слой обнаруживает дифференциальное вращение». В зоне слоя w^ « const.

По [69] в вихревой камере при наличии слоя дисперсной фазы в радиальном распределении циркуляции по радиусу можно выделить три области:

- вблизи геометрической оси в области квазитвердого вращения циркуляция меняется по параболическому закону;

- в основном объеме циркуляция сохраняется практически постоянной;

- в пристенной области (над слоем частиц) отмечается близкий к линейному рост циркуляции с увеличением радиуса.

Это дает основание предположить, что в области вращения слоя характер распределения окружной скорости газовой фазы такой же, как и твердых частиц.

При движении лёгкой одиночной частицы массой тр и плотностью ps в вихревой камере равновесная орбита её вращения согласно оценкам [101] может быть определена из соотношения:

окружной и осевой компонент скорости газового потока в вихревой камере описываются закономерностями:

Ps (1.5.8)

Число Стокса Stk = . При этом предполагается, что распределения

mpUr

и. =

УМ2^2

Г

иЛг2Ж2

(1.5.9)

Здесь К2- радиус, начиная с которого из системы струй, выходящих из завихрителя, формируется закрученный поток.

В случае тяжёлой стоксовской частицы на её движение в вихревой камере сильно сказывается начальное значение тангенциальной скорости. При IVп -» О такая частица не может остаться в объёме вихревой камеры и будет вынесена потоком газа. Величина равновесной орбиты определяется соотношением:

и

вх

Я,

и

вх

Ж,

» V

Р о

3

\КК у

р_ Рз

р^ Рз

(1.5.10)

Для оценки скорости вращения слоя частиц в [101] предлагается эмпирическое соотношение:

IV^ = Уа -¡я, где У0 - скорость газа на выходе из направляющего аппарата; .V = Р'к ¡Рк - параметр торможения потока слоем, это отношение статического давления на периферии камеры при наличии слоя, к тому же давлению в камере без слоя. Величина б зависит от массы слоя:

- = 0.09М +1.25; М- масса слоя в граммах.

£

В цикле работ [62, 59, 60, 61] исследованы процессы в центробежном слое в вихревой камере, схематично показанной на Рис. 1.3.1. Авторами предложены аналитические решения, позволяющие получить оценки скорости вращения слоя зернистого материала в зависимости от массы слоя и скорости воздуха в щелях закручивающего аппарата. В частности, показано, что между

Рис 1.5.1. Схема организации обработки зернистого материала в потоке воздуха

центробежным слоем и обычным «гравитационным» имеются существенные различия в режимах псевдоожижения. Порозность центробежного слоя, организованного в вихревой камере (Рис 1.5.1), при увеличении расхода газа-носителя в уменьшается в отличие от обычного псевдоожиженного слоя. В работе [59] моделировалась динамика сушки гранулированного материала слоя, продуваемого потоком воздуха. Предложены зависимости, позволяющие оценить изменение влажности зерна во времени при различных значениях начальных условий. Кроме того, рассматривалась задача об удержании гранулированного полидисперсного материала в конической вихревой камере. Интегральное уравнение баланса потока импульса для слоя зерна при условии постоянной угловой скорости вращения слоя О по высоте камеры можно записать в виде:

Первые два члена в левой части отвечают за поток момента импульса в слой с подаваемым зернистым материалом и уходящий поток момента импульса с закрученным материалом на выходе камеры. Третий член слева соответствует подводимому к слою потоку момента импульса за счёт торможения газового потока с расходом О от тангенциальной скорости У1р0 на входе в слой до

скорости на выходе их аппарата УЯ) со средним радиусом щелевого аппарата .

Правая часть описывает потери количества движения слоя за счёт трения о

стенки камеры. В большинстве случаев первые два члена можно не учитывать. Поток момента количества движения за счёт трения о стенки площадью 8: М = \rrdS

Для описания трения о стенки были рассмотрены две модели. В первой с использованием эффективной вязкости псевдоожиженного слоя Джонсона. Во второй модели предполагалось, что слой не является полностью ожиженным и трение о стенку происходит аналогично трению двух тел. Сопоставление расчётов с экспериментальными данными показало, что вторая модель удовлетворительно описывает зависимость скорости вращения зернистого материала от массы слоя. Авторами [59] сделан вывод о том, что в целом слой далёк от псевдоожижения за счёт аэродинамического взаимодействия частиц и потока газа. Предполагается, что определённый вклад может внести ожижение в окрестности струй, истекающих из щелей закручивающего аппарата.

Влияние слоя зернистого материала на параметры газового потока в вихревой камере экспериментально исследованы в [63]. Было отмечено, что уменьшение относительного проходного сечения при сохранении скорости в щелях и массы слоя приводит к снижению статического давления во всех зонах вихревой камеры. Как показали опыты, уже при малой объёмной доле частиц (~5*10"5) (недостаточного для формирования слоя) разряжение на оси камеры увеличивается в несколько раз по сравнению с однофазным потоком. Увеличение массы вращающегося слоя приводит к повышению давления в приосевой области камеры. Увеличение скорости воздуха в щелях при фиксированной массе слоя вызывает увеличение величины разряжения в приосевой области и повышение статического давления в периферийной части течения.

Течение в вихревой камере рассмотрено в [84]. Уравнение для газового потока записываются в тех же предположениях, что и для однофазного потока:

(1 -Р)

р*иг

зиг р0и;

дг г

(1.5.13)

(1-Я

дг

(1.5.14)

т.е. окружная скорость неизменна по высоте камеры, отсутствуют пограничные слои и вторичные течения. Уравнения движения твёрдой фазы имеют вид:

PsK

dWr psw;

дг

= Fr

dWm p4WWu

or r

(1.5.15)

(1.5.16)

В периферийной области камеры при взаимодействии фаз (в условиях когда р5 »р0; и у «) необходимо учитывать не только силы, вызванные

сопротивлением радиальному стоку газа, но и градиентом давления по радиусу камеры:

Р5 & (1.5.17)

Анализ условий показывает, что для условий экспериментов с центробежным псевдоожиженным слоем зернистого материала в вихревых камерах, частицы движутся по орбитам существенно меньших равновесным, а избыток момента количества движения гасится за счёт их взаимодействия со стенками. Влияние твёрдой фазы на течение газовой фазы в области вращения слоя можно проанализировать исходя из:

2

v Лс Р

г дг г 4 f(\-P>s 2 (1.5.18)

В первом предельном случае, когда U^ «\¥9 частицы полностью отслеживают

поток и течение будет безвихревым (Г = const). В другом предельном случае, когда Uy » Wv последнее уравнение можно упростить:

OT.kIL,

dr rUr

(1.5.19)

где К = (3/$)cfa/rs, a = (ps /po)0/(l- J3). Для течения в «гиперболической» вихревой камере где Ur = const для распределения циркуляции получено

аналитическое выражение:

-1

R.. 1

г =

г Г,

(1.5.20)

Параметры движения центробежного псевдоожиженного слоя зависят как от геометрии вихревой камеры, так и от свойств зернистого материала (размеров частиц, их плотности) [101].

Можно выделить два подхода к организации такого типа течения в вихревых камерах с неподвижными стенками. В работе [98] рассматриваются камеры, в которых часть зернистого материала выносится из камеры, не участвуя в формировании псевдоожиженного слоя. Возможен и другой подход [60, 51] при котором геометрические и расходные параметры подбираются таким образом, что время пребывания зернистого материала в аппарате лимитируется истиранием частиц или скоростью его непрерывной подачи. В последнем случае часть слоя вытесняется новой порцией зернистого материала. В таких аппаратах возникновение неустойчивости вращающегося слоя, приводящее к неконтролируемому выносу частиц и пульсациям давления, крайне нежелательное явление. Значительный вклад в исследования динамики вращающихся псевдоожиженных слоев внесли исследования М.А. Гольдштика. Так в [70], в частности, было получено, что течение может быть устойчивым, если по радиусу камеры циркуляция сохраняет постоянное значение. Однако, условия, определяющие устойчивость центробежного псевдоожиженного слоя в настоящее время, по-видимому, требуют дополнительных исследований. Такое положение может быть связано с тем, что опытных данных о параметрах закрученного двухфазного течения крайне мало. Можно отметить полученные с помощью лазерного доплеровского анемометра (ЛДА) результаты исследования [74] скорости вращения слоя зерна.

В работах [10, 13] применение скоростной видео- съёмки позволило получить зависимость скорости вращения слоя частиц от расходных

параметров данные для разных типов зернистого материала. Во всех случаях речь идёт о скорости вращения слоя частиц на видимой визуально поверхности. Эксперименты [13, 10] проводились при различных массовых расходах воздуха и при вариации размеров твердых частиц слоя в изотермических условиях. Воздух вводился через систему (до 36-ти) тангенциальных отверстий в боковой поверхности камеры. Ширина щели могла быть установлена от 0 до 7 мм. Диаметр камеры 540 мм. Высота камеры 100 мм. В выходном сечении устанавливалась плоская диафрагма диаметром 302 мм. Камера могла быть установлена как вертикально, так и горизонтально. В опытах использовались частички полиэтилена 0.3, 0.6, 0.9 и 1.6 мм в диаметре (плотность 950 кг/мЗ, по классификации Гелдарта: тип В, D - Рис. Рис. 1.3.2). Массовый расход воздуха и зернистого материала поддерживался в опыте постоянным. Фотографии частиц слоя получены скоростной камерой Olympus. С помощью программного обеспечения ( i-SPEED viewer) определялась скорость вращения частиц.

6,0-1 5,55,04,5« 4,0-Е

=>" 3,53,02,52,0-

оо о

о о о

о

о ° о о

о о

о

о

о о

о

о о о

О О Я

8° 00 о

8§ о

8 о о

о о

о о о

о 2

о 4

о о

-1—I—1—I—I—I—I—I—1—I—1—I—1—I—1—I—1—|—

30 35 40 45 50 55 60 65 70 75

V0, m/s

-Г-80

I

85

Рис. 1.5.2. Скорость вращения слоя в зависимости от скорости в щелях завихрителя. Частицы диаметром 2 и 4 мм. Данные работы [10].

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Лукашов, Владимир Владимирович, 2013 год

Литература

1 A. Nozaki, Y. Igarashi, К. Hishida. Heat transfer machanism of a swirling impinging jet in stagnation region// Heat Transfer - Asian research.- 2003.-v.32, #8.- pp.663-673.

2 Ackermann. Forshcungsheft 382, 1937.

3 Alekseenko S.V., Markovich D.M. Interaction of plane turbulent jets // Russ. Journal of Engineering Thermophysics. 1995. - V. 5. - P. 125-144

4 Batcha M.F.M., Raghavan V.R. Experimental studies on a swirling fluidized bed with annular distributor// Journal of applied sciences.-2011.- v. 11(11).-pp. 1980-1986.

5 Bradshaw P. The analogy between streamline curvature and buoyancy in turbulent shear flow // J. Fluid Mech.- 1969.- v. 36,- pp. 177-191.

6 Brereton G.J., Kodal A. A. Frequency- Domain filtering technique for triple decomposition of unsteady turbulent flow// Transactions of ASME.- 1992.-46(114).-p.45-50.

7 С. E. Dodson, V. I. Lakshmanan, R. G. W. Laughlin, R. Sridhar Flash roasting of sulphide concentrates and leach residues using a Torbed reactor// Proc. of 128th TMS Annual Meeting, • 1999 February 28-March 4 TMS ANNUAL MEETING • San Diego, California

8 Chantrak S., Benishek M., Nedelikovich M. Contemporary problems in turbulent swirling flows // Facta universitatis. Ser. Mechanics, Automatic control and Robotics.- 1997.- v.2, N 7/2.- pp. 369-380.

9 Czaske J. Statistischer Fehler der Mittenfrequenzmessung am Beispiel von LaserDoppler-Signalen// "tin".- 2000,- 67(3).- 111-120 (Экспресс-информация, КИТ, №23, 2000, С. 31-39)

10 De Wilde J., De Broqueville A. Experimental study of fluidization of IG-Geldart D-type particles in a rotating fluidized bed with rotating chimney// AIChE J.-2008.-.54, N8.- pp.2029-2044.

11 Dubnishev Yu.N., Belousov V.G., Pavlov V.A., Meledin V.G. Laser Dopier

anemometr with adaptive temporal selection of the velocity vector //Optica Applicata.-1990.-Vol. 20(3).

12 E.P.Volchkov, Lebedev V.P., Lukashov V.V. The LDA study of flow gas-dynamics in a vortex chamber// Int. J. of Heat and Mass Tr.- 2004.-Vol.47.-Nl.-pp.35-42.

13 Ekapture R.P., Heynderickx., de Broqueville A., Marin G.B. Experimental investigation of a rotating fluidized bed in a static geometry// Proc. of 2-nd Int. Congress on green process Engineering, 14-17 June 2009, Vencine (Italy)

14 Geldart Types of gas fluidization. Powder Technology, 1973, 7.

15 Grosjean N., Graftieaux L., Michard M., Hubner W., Tropea C., Volkert J. (1997) Combining LDA and PIV for turbulence measurements in unsteady swirling // Meas. Sci. and Tech. - Vol. 8. - N 12.

16 Gutmark E., Wignanski I. The plane turbulent jet.-J. Fluid Mech.-1976.-Vol.73.-p.3.

17 Hussein H.J., Capp S,P., George W.K. Velocity measurements in a high-Reynolds-number, momentum-conserving, axisymmetric, turbulent jet.// J Fluid Mech, 1994, v. 258, N 10, pp. 31-76.

18 Imao S., Itoh M., Harada T. Turbulent characteristics of the flow in a axially rotating pipe // Int. J. Heat and Fluid Flow.- 1996.- v. 17, N 5.- pp. 444-451.

19 Imao S., Zhang Q., Yamada Y. The laminar flow in the developing region of rotating pipe // JSME Int. J.- 1989.- v. 32,- pp. 317-323.

20 K.M. Ibrahim, W.D. Bachalo. A real-time Fourier analysis LDV signal processor; another step towards reliable turn-key flow diagnostics// Proc. 41-th Int. Instrumentation Symp., Colorado, May 7-11, 1995.

21 K.S. Venkataramani, N.K. Tutu, R. Chevray. Probability distribution in a round heated jet//The Phys. ofFluids, 1975, 18(11), pp.1416-1420.

22 Kaewklum R., Kuprianov V.I. Experimental studies on s novel swirling bed combustor using an annular spiral distributor// Fuel.- 2010.- 89.- pp. 43-52.

23 Kurbatskii A.F., Poroseva S.V. Modeling turbulent diffusion in a rotating cylindrical pipe flow // Int. J. of Heat and Fluid Flow.- 1999.- v. 20.- pp. 341- 123 -

24 Kuzmin A.O, Pravdina M. Kh., Yavorsky A.I., Yavorsky N.I., Parmon V.N. Vortex centrifugal bubbling reactor // Chemical Eng. J. 2005. No. 107, P.55-62.

25 L. Lading. Spectrum Analysis of LDA Signals// Dantec Information.- 1987.-N5

26 Ligrani P.M., Hedlund C.R., Babinchak B.T., Thamnu R., Moon H.-K., Glezer B. Flow phenomena in swirl chambers // Experiments in fluids.- 1998.-v.24, N3.- pp. 254-264.

27 Loader A.J., Thew M.T. Analysis and characteristics of turbulence in confined Swirling flow studied with LDA // Proc. Of the LDA Symposium, Copenhagen.- 1975.-pp.690-703.

28 M.M. Ribeiro, J.H Whitelaw. Statistical characteristics of a turbulent jet// J.Fluid Mech, 1975, 70(1), p. 1-15.

29 M.R.B. Taib. Deign and fabrication of a novel spinning fluidized bed// Research # 72225.-2003.- Malaysia Technology University.

30 Murakami M., Kikuyama K. Turbulent flow in axially rotating pipes // J. Fluids Eng..- 1980.- v. 48.- pp. 97-103.

31 N.R. Panchapakesan, J.L. Lumley. Turbulence measurements in axisymmetric jets of air and helium. Part 1. Air jet.// J. Fluid Mech., 1993, 246, pp. 197-224.

32 Nagano Y., Tagawa M. Statistical characteristics of transfer process in a wall turbulent shear flow// Proc. Of International symposia on transport phenomena.- 1987.- pp. 275-288.

33 P. Haldipur. A centrifugal fluidized liquid-solid bed: proof-of-concept and preliminary experimental results // AIAA-99-3763

34 Renksizbulut M., Nafziger R., Li X. A mass transfer correlation for droplet evaporation in high-temperature flow// Chem. Engin. Science. -1991.- 46(9). -pp. 2351-2358.

35 S. Kang, B. Patil, R.P. Roy Effect of coincidence window and measuring volume size on laser Doppler velocimetry measurement of turbulence//

Experiments in Fluids.- 2001.-v. 30.- pp.365-370.

36 Sheng T.C., Sulaiman S.A., Kumar V. One-Dimensional Modeling of Hydrodynamics in a Swirling Fluidized Bed// International Journal of Mechanical & Mechatronics Engineering IJMME-IJENS 2012 Vol: 12 No:06 13-22

37 Shu J., Laksmanan VI., Dodson CE. Hydrodynamic study of a toroidal fluidized bed reactor// Chem Eng Proc 2000; v. 39.- pp. 499-506.

38 Sorensen J.N., Naumov I., Mikkelsen R. Experimental investigation of three-dimensional flow instabilities in a rotating lid-driven cavity// Experiments in Fluids (2006)41:425^140

39 Stanislas M., Perret L., Foucaunt J.-M. J. Vortical structures in the boundary layer: a possible route to a universal representation // J. of Fluid Mech..-2008,- v. 602.- pp. 327-382.

40 T. H. Weisgraber, D. Liepmann. Turbulent structure during transition to self-similarity in a round jet// Experiments in Fluids, 1998, 24, pp.210-224.

41 Venkiteswaran V.K., Jun G.J., Sing C.Y., Sulaiman S.A., Raghavan V.R. Variation of bed pressure drop in a swirling fluidized bed // Journal of Applied sciences.- 2012.- 12(24).- pp. 2598-2603.

42 Volchkov E.P, N.A. Dvornikov, V.V. Lukashov, R. Kh. Abdrakhmanov The experimental study of heat- mass transfer and flow field in the vortex chamber with centrifugal fluidized bed // Proc. Of XIV International Conference on Methods of Aerophysical Research, Novosibirsk, 2008.

43 Wark K. Thermodynamics.- 1977.

44 Wignanski I, Fiedler H.E., Some measurements in the self-preserving jet.// J. Fluid Mech., 1969, 38, pp.577-612.

45 Zaets P.G., Safarov N.A., Safarov R.A. Experimental study of the turbulence characteristics behavior under rotating a pipe around its longitudinal axis // in. Modern Problems of continuous medium mechanics.- Moscow Physics and technical Institute.- 1985.-pp. 136-142.

46 Алексеенко C.B., Куйбин П.А., Окулов B.J1. Введение в теорию концентрированных вихрей. Новосибирск. Институт теплофизики СО РАН. 2003. 504С.

47 Алексеенко C.B., Шторк С.И. Экспериментальное наблюдение взаимодействия вихревых нитей// Письма в ЖЭТФ. -1994. - Т. 59, вып. 11. - С. 746-750.

48 Ахметбеков Е.К., Бильский A.B., Ложкин Ю.А., Маркович Д.М., Токарев М.П., Тюрюшкин А.Н. (2006) Система управления экспериментом и обработки данных, полученных методами цифровой трассерной визуализации (ActualFlow). Вычислительные методы и программирование, том 7, стр. 79-85.

49 Багрянцев Г.И., Гусельников К.И., Рябов Л.П., Черников В.Е. Устройство для сжигания отходов.- патент СССР SU 1021877 А. приоритет от 07.01.1982

50 Бородуля В.А., Виноградов Л.М. Сжигание твёрдого топлива в псевдоожиженном слое. Мн., Наука и техника, 1980, 192 с

51 Бородуля В. А., Подберёзский А.И., Журавский Г.И. Массообмен в центробежном псевдоожиженном слое // Тепло- и массоперенос: от теории к практике.- Минск.- 1984.

52 Боттерил Дж. Теплообмен в псевдоожиженном слое М.: Энергия 1980 - 344С.

53 Бояршинов Б.Ф., Волчков Э.П., Терехов В.И. Конвективный тепломассообмен при испарении жидкости в газовый поток// Изв. СОАН СССР, Сер. Техн. Наук., 1985, вып.З., №16, С.13-22.

54 Бояршинов Б.Ф., Волчков Э.П., Терехов В.И. Структура течения и тепломассообмен в пограничном слое с фронтом горения // Процессы переноса в одно- и двухфазных средах. Новосибирск, 1986, с.88-97.

55 Бурдуков А.П., Дорохов А.Р., Казаков В.И. Массообмен в газовой фазе центробежно- барботажного аппарата// ТиА.- 1996.- т.З.- № 2.- С. 173-179.

56 Варгафтик Н.Б., Справочник по теплофизическим свойствам газов и жидкостей, Москва, Гос. Издательство Физ.-Мат. литературы, 1963

57 Василенко Ю.Г., Гаврилов В.А., Григорьев В.Н., Кожухова Е.В., Сысоев Е.В., Титков В.И. Лазерно-доплеровский измеритель скорости «Поток-1» с программируемыми режимами работы // I Всесоюз. семинар «Оптические методы исследования потоков», Новосибирск.-1989.-е.

58 Волков В.А., Мухин Н.С., Накоряков В.Е. Исследование структуры течения в пористой среде// ЖПХ, 1981, №6, С.58-64.

59 Волчков Э.П., Дворников H.A., Ядыкин А.Н. Моделирование сушки и удержания зерна в вихревых камерах с протоком воздуха через слой зерна// Пром. Теплотехника.- 1999,- т.21, №2-3.- С.'72-78.

60 Волчков Э.П., Дворников H.A., Ядыкин А.Н. Особенности тепло -массообмена в псевдоожиженном слое частиц в вихревой камере// Труды IV Минского международного форума.- 2000.- т.6.- С. 115-124.

61 Волчков Э.П., Дворников H.A., Ядыкин А.Н. Псевдоожижение в вихревых камерах

62 Волчков Э.П., Кайданик А.Н., Терехов В.И., Ядыкин А.Н. Аэродинамика и теплообмен в вихревой камере с центробежным псевдоожиженным слоем частиц // ТОХТ,- 1993,- т. 27,- № 3,- С. 258-263.

63 Волчков Э.П., Кайданик А.Н., Ядыкин А.Н. Влияние вращающегося слоя зернистого материала на параметры газового потока в вихревой камере сгорания// Сибирский физико - технический журнал.- 1991,- Вып.5,- С. 102105.

64 Волчков Э.П., Лебедев В.П., Лукашов В.В. Структура течения в диафрагмированной вихревой камере// Труды III Российской национальной конференции по теплообмену. В 8 томах. Т.2. Вынужденная конвекция однофазной жидкости. М.: Издательство МЭИ, 2002, С. 198-201.

65 Волчков Э.П., Смульский И.И. Аэродинамика вихревой камеры с торцевым и боковым вдувом //ТОХТ.- 1983.- т. 17.- №2

66 Волчков Э.П., Терехов В.И., Ткач Ю.Н. Экспериментальное исследование смешения приосевой струи с периферийным потоком в вихревой камере. Препринт ИТ 124-85, Новосибирск.- 1985.

67 Гальперин Н.И., Айнштейн В.Г., Зайковский A.B. Аппарат с псевдоожиженным (кипящим) слоем сыпучего материала в поле центробежных сил// Хим. Машиностроение.-1960.

68 Гальперин Н.И., Апштейн В.Г., Кваша В.Д. Основы техники псевдоожижения М.: Химия.- 1967 664 С.

69 Гольдшик М.А. Процессы переноса в зернистом слое.- Новосибирск.-1984.-

164с.

70 Гольдпггик М.А. Вихревые потоки.-Новосибирск: Наука.-1981 .-366 с.

71 Гольдштик М.А. Вихревые процессы и явления // Препринт ИТ № 221-90, 1990.

72 Горошко В.Д., Розенбаум Р.Б., Тодес О.М. Приближённые закономерности гидравлики взвешенного слоя и стеснённого падения// Изв. вузов.- Нефть и газ.-1958.-№1.-158.

73 Гупта А., Лили Д., Сайред Н. Закрученные потоки. М.: Мир.- 1987.- 592 С.

74 Дворников H.A., Белоусов П.П. Исследование псевдоожиженного слоя в вихревой камере// ПМТФ,- 2011,- т.52.- N 2(306).- С. 59-65

75 Добрего К.В., Жданок С.А. Физика фильтрационного горения газов /К.В.Добрего, С.А.Жданок. Мн.: Ин-т тепло- и массообмена им. А.В.Лыкова НАНБ, 2002. - 203 с.

76 Забродский С.С. Высокотемпературные установки с псевдоожиженным слоем. М.: Энергия.- 1971,- 326С.

77 Забродский С.С. Гидродинамика и теплообмен в псевдоожиженном слое М.-Л.: Госэнергоиздат.- 1963,- 487С.

78 Заварухин С.Г., Кувшинов Г.Г., Кузнецов М.А., Смирнов Н.П. К вопросу о сопротивлении центробежно- барботажных аппаратов// ТиА.- 1999.- т.6.- №1,95-104.

79 Зайченко А.Ю., Жирнов A.A., Манелис Г.Б., Полианчик Е.В., Жолудев А.Ф. Стабилизация фронта фильтрационного горения// Доклады Академии Наук.-2008.- т. 418, № 5.- с.635-638.

80 Кувшинов Г.Г., Трачук A.B., Гидродинамика и теплообмен вращающегося многофазного слоя в вихревой камере// труды III межд. конф. Тепломассообмен и гидродинамика в закрученных потоках 2123.10.08 Москва, МЭИ(ТУ) ), s21 l.-Рег. № 0320802185.

81 Ю. А. Кузма-Кичта. Методы интенсификации теплообмена : Учебное пособие. - М. : Изд-во МЭИ, 2001 . - 112 с.

82 Кузма-Кичта Ю. А. Седлов А. С.Гидродинамика и явления переноса в двухфазных дисперсных системах. М. : МЭИ, 2001 .- 112с.

83

84

85

86

87

88

89

90

91

92

93

94

95

96

Интенсификация тепло- и массообмена в энергетике, под редакцией Ю.А. Кузма-Кичты. ФГУП "ЦНИИАТОМИНФОРМ". 2003.- 232 С. Кутателадзе С.С., Волчков Э.П., Терехов В.И. Аэродинамика и тепломассообмен в ограниченных вихревых потоках. Новосибирск.-1987.-282 с.

Лапин Ю.В, Стрелец М.Х. Внутренние течения газовых смесей.-М., 1989.

Литвин A.M. Техническая термодинамика.- 1956. Лыков A.B. Тепломассообмен: Справочник. М.: Энергия.-1978.- 479 С. Махорин К.Е., Глухоманюк A.M. Сжигание газа в псевдоожиженном слое.-Наук. Думка.-1978.- 88С.

Митрофанова О.В. Гидродинамика и теплообмен закрученных потоков в каналах с завихрителями// ТВТ.- 2003.- т.41. №4.- С. 587-633 Митрофанова О.В. Гидродинамика и теплообмен закрученных потоков в каналах ядерно- энергетических установок.- ФИЗМАТ ЛИТ, 2010.-288с. Муштаев В.И., Тимонин A.C., Лебедев В.Я. Коструирование и расчёт аппратов со взвешенном слое.-Учебное пособие для вузов.М.: Химия.-1991.-344С.

Н.И. Сыромятников Тепло- и массообмен в кипящем слое.-1967.

Рид Р., Праусниц Дж., Шервуд Т. Свойства газов и жидкостей.-

Ленинград, "Химия," 1982. (R. Reid, J. Prausnitz, Т. Sherwood The

properties of gas and liquids.-Third Edition, McGraw-Hill)

Романков П.Г., Курочкина М.И. Гидромеханические процессы

химической технологии: Химия.- 1974.- 290С.

С.Н. Гринев, В.К. Игнатьев, A.B. Никулин. Спектральное оценивание частоты сигналов с медленно меняющейся амплитудой// Радиотехнические измерения,- С. 34-45.

С.Ю. Спотарь, И.А. Чохар, Д.С. Прозоров, Лукашов В.В. Способ локальной вытяжной вентиляции и устройство для его осуществления// патент № 2056256

97 Спотарь С.Ю., Волчков Э.П., Чохар И.А., Матович М., Ока С. Исследование начального участка закрученной турбулентной струи ■методом ЛДА// Russian Journal of Engineering Thermophysics. 1988.

98 Сажин Б.С. Основы техники сушки. М.: Химия, 1984- 320С.

99 Самозванцев М.П. Испарение жидкости с поверхности продольно обтекаемой пластинки// Теплоэнергетика.-1956.-№5.- С.34-40

100 Семёнов C.B. Аэродинамика и теплообмен в торцевом пограничном слое вихревой камеры.: дисс. на соискание учёной степени к.т.н.: 01.04.14: защищена 17.06.1987/ Семёнов Сергей Викторович.- Новосибирск., 1987.-198 с.

101 Смульский И.И. Аэродинамика и процессы в вихревых камерах.-Новосибирск: ВО «Наука».-1992.-300 с.

102 Смульский И.И. Об особенностях измерения скорости и давления в вихревой камере. Теплофизика и физическая гидродинамика. Новосибирск.-1978.-е. 125-132.

103 Сыромятников Н.И. Исследование газообразования при турбулентном течении газа в угольном канале // ДАН СССР.- 1954.- т. 97.- № 3.- С.281.

104 Теория тепломассообмена: Учебник для ВУЗов/ С.И. Исаев, И.А. Кожинов, В.И. Кофанов и др.; под ред. Леонтьева А.И..-М.: Высш. Школа, 1979.

105 Титков В.И., Лукашов В.В. Оценка параметров турбулентных течений с помощью следящего фильтра комплексной огибающей доплеровского сигнала // Optoelectronic, instrumentation and data processing. 2006. Vol.42, No. l.P. 100-108.

106 Халатов А.А. Теория и практика закрученных потоков. -Киев: Наукова думка,-1989.-192 с.

107 Шиляев М.И., Шиляев A.M., Грищенко Е.П. Методы расчета пылеуловителей Томск. Изд-во Томского Гос. архит.-строит. Ун-та.-2006.- 385С.

108 Шпаковский Р.П. К определению температуры мокрого термометра// ТОХТ, 1995, 9(3), С. 330-332.

109 Щукин В.К., Халатов А.А. Теплообмен, массообмен и гидродинамика закрученных потоков в осесимметричных каналах. М.: Машиностроение. 1982. 200С.

110 Ядыкин А.Н., Волчков Э.П. Вихревой тепломассообменный аппарат.-патент РФ № 2073184