3第三章井巷通风阻力

第三章井巷通风阻力（2学时）（第一、二节）1.上次课内容回顾（5～10min）1.1上次课所讲的主要内容矿井通风能量方程，讲到空气流动连续性方程，单位质量流量能量方程，单位体积流量能量方程及通风能量（压力）坡度线。1.2能解决的实际问题（一）矿井通风阻力的计算。（二）矿井能量压力坡度线的画法，从图形上直观地看出空气在流动过程中能量（压力）沿程变化规律。（三）风流方向的判断。2.本节课内容的引入（5min）2.1本节课讨论的内容与上次课内容的关联。2.2本节课主要谈论的内容。井巷断面的风速分布，摩擦风阻及阻力。2.3思考题（1）摩擦阻力与摩擦风阻有何不同？（2）试结合矿井实际情况如何降低矿井的摩擦阻力？（3）矿井风量与摩擦阻力有何关系，从降低摩擦阻力的角度，应如何控制风量？3.内容讨论与课堂讲述（60～70min）。第一节井巷断面上的风速分布一、风流流态（一）管道流1883年英国物理学家雷诺(0．Reyndds)通过实验发现，同一流体在同一管道中流动时，不同的流速，会形成不同的流动状态。当流速较低时，流体质点互不混杂，沿藏与管轴乎行的方向做层状运动，称为层流(或滞流)。粘性摩擦流动。当流速较大时，流体质点的运动速度在大小和方向上都随时发生变化，成为互相混杂的紊乱流动，称为紊流(或湍流)。附加剪切阻力的流动。流体力学中定义：由运动速度不同的层面剪切阻力所引起的粘性摩擦流动称为层流。由涡流所生成的紊流交错而产生附加剪切阻力的流动，称为紊流。雷诺曾用各种流体在不同直径的管路中进行了大量实验，发现流体的流动状态与平均流速v管道直径d和流体的运动粘性系数γ有关。可用一个无因次准数来判别流体的流动状态，这个无因次准数就叫雷诺数，用Re表示，即：Revd2mmmss实验表明：Re层流（下临界雷诺数）Re紊流（上临界雷诺数）2320Re过渡区。实际工程计算中，为简便起见，通常用Re=2320来判断管路流动的流态。Re层流，Re紊流。对于非圆形断面的井巷来说，Re数中的管道直径应该以井巷断面的当量直径来表示，当量直径用de表示。则：4sdeu断面积周长s/u也称为水力半径。ucs则，非圆形断面井巷的雷诺数为：4Revsuγ为空气的运动粘性系数，通常取15×10-6m2/s；例：某梯形巷道，采用工字钢支护，断面S=9m2，巷道中风量为Q=240m3/min，试判别风流流态。解：4Q4Re8461523004.63Svu故巷道中风流为紊流。例：巷道条件同前，求相应于Re＝2300时的层流临界风速。解：6Re23004.16315100.012/449uvVmss《规程》规定，井巷中最低允许风速为0.15m/s，由此可见，矿井内所有通风井巷中的风流均呈紊流状态。只有在采区冒落带，煤岩柱裂隙中的漏风风流才有可能出现层流状态，用孔隙介质流来判断。（二）孔隙介质流在采空区和煤层等多孔介质中风流的流态判别准数为：Revklv＝式中：k――冒落带渗流系数，m2;L――滤流带粗糙度系数，m。Re=0.25层流，Re=0.25紊流。0.25Re2.5:过渡流。二、井巷断面上的风速分布在矿井通风中，空气流速简称风速。井巷中某点的瞬时速度vx是不断变化的，而在一足够长的时间段T内，流速vx总是围绕着一平均值vx上下波动，这种现象叫做脉动现象，平均值vx称为时均风速。由于空气的粘性和井巷壁面摩擦的影响，井巷断面上风度分布是不均匀的。在贴近壁面处仍存在层流运动薄层，即层流边层。其厚度δ随Re增加而变薄。在层流边界以外。从巷壁向巷道轴心方向。风速逐渐增大，呈抛物线分布，如右图示。设断面上任一点风速为vi，则平均风速为v1issvvdS式中：S为断面积issvd为S断面上的风量Q则：Qvs＝。断面上平均风速v与最大风速Vmax的比值称为风速分布系数（速度场系数），用Kv表示maxvKvvKv值亦与井巷粗糙程度有关系，巷壁俞光滑。Kv值俞大，即断面上风速分布俞均匀。据调查：砌碹巷道：Kv＝0.8～0.86，平均0.83；木棚支护巷道：Kv＝0.68～0.82，平均0.73；无支护巷道：Kv＝0.74～0.81，平均0.75；实际中，由于受井巷断面形状和支护形式的影响，及局部阻力物的存在，最大风流不一定在井巷的轴线上。风速分布也不一定是有对称性。第二节摩擦风阻与阻力一、摩擦阻力定义：风流在井巷中做沿程流动时，由于流体层间的摩擦和流体与井巷壁面之间的摩擦所形成的阻力称为摩擦阻力（也称沿程阻力）。从流体力学可知，摩擦阻力的计算公式为：2,2falvhPd式中：l――风道长度m;d――圆形风道直径，或非圆形风道的当量直径m；v――断面平均风速，m/s；ρ――空气密度，kg/s；λ――无因此系数（阻力系数）实验求得。其中λ包括了公式没有给出的其他影响因素。（一）尼古拉兹实验（二）实际流体在流动过程中，沿程能量损失一方面（内因）取决于粘滞力和惯性力的比值，用Re来衡量；另一方面（外因）是固体壁面对流体的阻碍作用，与管道长度断面形状及大小，壁面粗糙度有关。1932-1933尼古拉兹进行实验。绝对粘度：管壁凸起的高度ε。相对粘度：绝对粘度与管道半径r的比值,.用六种不同粘度的管道进行实验研究。根据λ与Re及ε/r的关系，分为五个区。Ⅰ区：层流区：Re2320（lgRe3.36）时，λ与相对粘度无关，只与Re有关，64Re＝Ⅱ区：过渡区：2320≤Re4000（即3.36≤lgRe≤3.6）时，λ随Re增大而增大，与相对粘性无明显关系。Ⅲ区:水力光滑管区：Re4000，（lgRe3.6）时，此时层流边层厚度δ大于管道的绝对粘度ε，λ与ε/r无明显关系，而与Re有关。Ⅳ区：由水力光滑管区变为水力粗糙管区的过渡区，λ与Re。ε/r都有关系。Ⅴ区：水力粗糙管区，ε远大于δ。故Re对λ值影响较小，略去不计，ε/r成为λ的唯一影响因素。在此区段内，对于ε/r一定的管道，λ为定值，摩擦阻力与流速平方成正比，故此区又称为阻力平方区。此区内12＝r（1.74＋2lg）此式，应用较为普遍，称为尼古拉兹公式。（三）层流摩擦阻力2flvhd，64Re＝，Revd，4esdu。则：2222646422Re22flvlvlvhvvvddds。层流摩擦阻力与平均流速的一次方成正比。（四）紊流摩擦阻力对于紊流运动，(Re,/)fr＝关系比较复杂。用4sdeu代入22flvhd得，22388fluluhvss。二、摩擦阻力系数（一）摩擦阻力系数对于矿井中大多数通风井巷，Re值已进入阻力平方区，ε/r一定时则λ为定值。在标准状态下空气密度ρ＝1.2kg/m3,令：8＝其中便称为摩擦阻力系数，单位为：kg/m3或Ns2/m4。则：23fluhs，α值一段是通过实验测得的，称为标准αo。当空气密度ρ≠1.2kg/m3时，可进行修正1.2＝（二）摩擦阻力Rf对于给定的巷道，L、U、S为定值时，故可把、L、U、S归为一个系数Rf3fLURSfR便称为巷道的摩擦风阻。单位为：kg/m7,或NS2/m8,将3fLURS代入3fLUhS中，则：ffhR此式即为紊流状态下的摩擦阻力定律。三、井巷摩擦阻力计算方法例：某巷道为梯形断面，S＝8m2,L=1000m,工字钢支护，支架截面高度=14cm,纵口径△＝5，计划通过风量为Q=1200m3/min，预计巷道中空气密度ρ＝1.25kg/m3,求该段巷道的通风阻力。解：根据do、△、S查出24284.2S/om则由1.2＝，得：241.250.0250.026S/1.2m＝＝则：283310004.168R0.0260.598S/8fLUmS则20.598239.2ffhRQPa4.课堂小结4.1本节课所讲的主要内容风速在井巷断面上的分布，摩擦阻力定律即摩擦阻力的计算，摩擦阻力系数，摩擦风阻，尼古拉兹实验。4.2重点摩擦阻力定律即摩擦阻力的计算，尼古拉兹实验。4.3难点尼古拉兹实验即摩擦阻力定律。4.4能解决的实际问题（1）判断井巷风流状态；（2）摩擦阻力系数及摩擦风阻值的计算；（3）摩擦阻力的计算。4.5下次课将要讨论的内容局部风阻与阻力、矿井总风阻及等积孔。及降低矿井通风阻力的措施。5、作业3－1，3－2，3－3，3－4，3－7，3－8，3－9第三章井巷通风阻力第三节局部风阻与阻力第四节矿井总风阻与等积孔第五节降低矿井通风阻力的措施(三学时)1.上次课内容回顾（5～10min）1－1、所讲主要内容井巷断面上风速分布，尼古拉兹实验，摩擦阻力定律及计算。1－2、能解决的实际问题（1）判断井巷中风流流动状态；（2）摩擦阻力系数与摩擦风阻的计算；（3）摩擦阻力的计算。2、本节课内容的引入（5min）2.1本节课所讲内容与上此课内容的关联。2.2所讨论的主要内容局部风阻与阻力，矿井总风阻与等积孔及降低矿井通风阻力的措施。2.3思考题（1）局部阻力是如何产生？（2）目前所用等积孔的计算方法分级标准有什么不足之处？（3）结合矿井实际，如何降低矿井通风阻力？3、内容讲述与课堂讨论（100～110min）。第三节局部风阻与阻力局部阻力：在风流流动过程中，由于井巷断面、方向变化以及分岔或汇合等原因，使均匀流动在局部地区受到影响而破坏，从而引起风流速度场分布变化和产生涡流等造成风流的能量损失，这种阻力称为局部阻力。边壁变化的形式很多，加上系统的复杂性，对局部阻力的计算一般多采用经验公式。一、局部阻力及其计算和摩擦阻力类似，局部阻力lh一般也用动压的倍数来表示，2lhv，若vs，则22Slh,式中，――局部阻力系数，无因次。实验表明：在层流条件下，流体经过局部阻力物后，仍保持层流，局部阻力仍是由流层之间的粘性切应力引起的，只是由于边壁变化；使流速在÷重新分布，加强了相邻流层间的相对运动，而增加了局部能量损失。此时，局部阻力系数与Re成反比，即＝Re式中：B――因局部阻力物形式不同而异的常数。局部阻力物影响而仍能保持层流者，只有在Re2000时才有可能，在矿井通风井巷中的很少见的，本节重点讨论紊流时产生局部阻力。为了探讨局部阻力成因，现分析几种典型局部阻力物附近的流动情况。上图示：a、c、e、g为属突变类型，b、d、f、h为渐变类型。紊流流体通过突变部位时，由于惯性力的作用，不能随从边壁突然转折，出现主流与边壁脱离的现象，在主流与边壁间形成涡旋区。产生的大尺度涡旋，不断被主流带走，补充进去的流体又形成新的涡旋，因而增加了能量损失。如图a示边壁因无突出变化，但沿流动方向出现减速增压现象的地方，也会产生涡流区，如图b示，流速沿程减小，静压不断增加，压差的作用与流动方向相反。使边壁附近本来很小的流速逐渐减小到零，在这里主流开始与壁面脱离，出现与主流方向相反的流动，形成涡旋区，如图h；在分叉直道上的涡旋区，也是这种减速增压造成的。在增速减压区，流体质点受到与流动方向一致的正压差作用，流速只增不减，所以简缩段一般不出现涡旋区。但流速分布的改变也会出现能量损失，如图d所示。图e、f所示为风流经过转变处的情形，流体质点受到离心力的作用，在外侧形成减速增压区，也出现涡流；过了转弯处，如流速较大且转弯曲率半径较小，则由于惯性作用，可在内侧又出现涡旋区，它的大小和强度都比外侧的涡旋区大，是能量损失的主要部分。综上所述，局部的能量损失主要和涡旋区的存在相关。涡旋区愈大，能量损失愈多。仅仅流速分布的改变，能量损失是不会太大的。在涡旋区及其附近，主流的速度梯度增大，也增加了能量损失，在涡旋被不断带走和扩散的过程中，使下游一定范围内的紊流脉动加剧，增加了能量损失，这段长度称为局部阻力物的影响长度，在它以后，流速分布和紊流脉动才恢复道均匀流动的正常状态