Диссертация (Исследование процессов теплообмена при охлаждении высокотемпературных тел в недогретых жидкостях), страница 2

Возникшая неустойчивость межфазной границы,приводит к интенсификации теплообмена за счет развития конвективныхтечений, перемешивающих жидкость. При этом образуется динамическийдвухфазный слой (обычно уже на высоте 15-20мм), за счет формирования иотрыва паровых пузырей с поверхности пленки. Процесс становитсяавтомодельнымосновныеотносительно высоты поверхности теплообмена.

Теперьхарактеристикитеплообменаопределяютсяламинарнымпристенным слоем (пограничный слой Стокса). Как показали эксперименты[5] имеется значительный перепад температур в малой пристенной области,которая обладает основным термическим сопротивлением паровой пленки, ана большей части паровой пленки (90%) поперечный градиент температурыравен нулю.Критерием перехода к турбулентному режиму течения в паровойпленке можно принять число Рейнольдса, которое рассчитывается по среднейскорости пара и гидравлическому диаметру:̅.Расчетную формулу для турбулентного течения пленки получил в1963г.

Д.А.Лабунцов. При этом он опирался на аналогию с турбулентнойсвободной конвекцией :,где число Грасгофа заменено числом АрхимедаИтоговое уравнение принимает вид [6]:11.√Температурный фактор позволяет описать переменность свойств, таккак при пленочном кипении наблюдаются высокие градиенты температурыв паровой пленке. Все свойства пара берутся на линии насыщения, при Тs .Интересен подход авторов [7], который заключается в использовании вкачестве характерного размера толщину паровой пленки.

Эту толщину ониопределили на основе собственных экспериментов:√Тогда, расчетное уравнение выглядит следующим образом:при 104<> 1,4∙106приГде< 1,4∙106– число Галилея.Рис.1.2. Обобщение экспериментальных данных по пленочномукипению на вертикальных поверхностях [12].Указанные соотношения хорошо аппроксимируют опытные точки(рис.1.2), однако имеют ряд серьезных недостатков.12Во-первых, толщина паровой пленки зависит от высоты поверхностинагрева, и она больше, чем ламинарный подслой, который определяеттермическое сопротивление в пленке.

Во-вторых, не учитывается изменениефизических свойств пара по толщине пленки.Важность рассмотрения пленочного кипения на телах, имеющихсферическую геометрию, заключается в следующем. Такие тела неподвергаютсявлияниюконцевыхэффектов.Также,вданнойдиссертационной работе изучаются процессы кипения на образцах именносферической формы.Взяв за основу теоретический подход Бромли, авторы [8] получилиуравнение для ламинарной пленки пара. В безразмерном виде, приняв захарактерный размер диаметр сферы, оно выглядит :(1),отличаясь от формулы Бромли для цилиндра только численнойконстантой.Рис.1.3. Обобщение экспериментальных данных по пленочномукипению на сферических поверхностях [12].Для случая турбулентного течения пара в пленке, авторы [9], используяаналогию с турбулентной свободной конвекцией, представили уравнениеподобия в виде:13(2).На рис.1.3 приведено сравнение экспериментальных данных срасчетными зависимостями 1 и 2.В работах [10,11] изучено влияние размера сфер на конфигурациюповерхности раздела, а также динамику отвода пара.

На «малых» сферах(рис. 1.4, а) пар под действием силы плавучести стекает в единственныйпаровой пузырь, расположенный на верхней части сферы. На «больших»сферах (рис. 1.4, б) происходит дробление верхней части поверхностираздела за счет развивающейся Тейлоровской неустойчивости (легкая фазанаходится под тяжелой) и образование нескольких паровых пузырей.Рис.1.4. Модель пленочного кипения на малых (а) и больших (б) сферах[10].В качестве расчетных соотношений для больших сфер, когда кривизнаповерхности и сопутствующие ей капиллярные эффекты не сказываются наинтенсивности теплоотдачи, в монографии [12] предложены следующие:для ArD  2  10 7 (ламинарная область),Nu D  0,7  ArD1/ 4  Pr1/ 3  f1K ''f1( K )  1,0 при K  1,4 ;f1( K )  0,92  K1/ 3 при K  1,4 ;14для ArD  2  10 7 (турбулентная область),Nu D  0,175  ArD1/ 3  Pr1/ 3  f 2 K "f1( K )  1,0 при K  1,6 ;f1( K )  0,85  K1/ 3 при K  1,6 ;KhLGC р T– критерийфазового перехода, представляющегоодновременно температурный напор.Теплоотдача при пленочном кипении не зависит от шероховатостиповерхности нагрева, если толщина паровой пленки превышает размерымикронеровностей поверхностей [13].В заключение этого раздела следует отметить, что устойчивоепленочноекипениенасыщеннойжидкостихарактеризуетсянизкойинтенсивностью теплоотдачи.

Характерные значения КТО составляют 100 –500 Вт/м2∙К. В работе [14] проводилось экспериментальное исследованиетеплоотдачи при пленочном кипении на горизонтальных и вертикальныхтрубах в большом объеме жидкости. Рабочими образцами являлись трубки изнержавеющей стали и графитовые стержни.

В качестве рабочей жидкостииспользовали этиловый спирт, октан, четыреххлористый углерод, изооктан,этиловый эфир. Давление создавалось парами кипящей жидкости. Понятно,что при такой методике проведения опытов жидкость находится подизбыточнымдавлениемустановлено,чтоввсостоянииобластинасыщения.установившегосяАвторамипленочногобылокипениятеплоотдача увеличивалась с ростом тепловой нагрузки. Сравниваяполученные данные для разных жидкостей, авторы отметили, что ихфизические свойства заметно сказываются на величине КТО. Выяснилось,что даже при высоких приведенных давлениях (вплоть до 35 атм.)интенсивность теплоотдачи хоть и растет, что связано с увеличениемплотности пара, но редко превышает 1000 Вт/м2∙К.151.1.2 Устойчивое пленочное кипение недогретой жидкостиСуществуетбольшоеколичествоисследований,посвященныхисследованию пленочного кипения насыщенной жидкости.

Экспериментыпроводятся на образцах различной геометрии и размеров в различныхжидкостях. При теоретическом рассмотрении за исходную принимаетсямодель Бромли. Однако работ, относящихся к изучению пленочного кипениянедогретых жидкостей, весьма ограниченное количество. Также мало работ,посвящённых влиянию давления на характер пленочного кипения.Рис.1.5. Сравнение численного решения с экспериментальнымиданными при разных недогревах воды, давлениях и диаметрах образца [47].16Остановимся более подробно на двух статьях профессора Сакурая(A.Sakurai) опубликованных в 1990 г [47, 48]. В первой части статьиприводится строгое численное решение системы уравнений, построенных натеории ламинарного пограничного слоя, для пленочного кипения.Модель разработана для горизонтальных цилиндров и учитываетнедогрев жидкости до температуры насыщения и излучение от поверхностинагрева.Численное решение хорошо описывает экспериментальныерезультаты для малых диаметров, полученные главным образом на воде, какэто видно на рис.1.5.

Далее авторы выводят приближенное аналитическоерешение для модели, указанной выше. Это решение представляет собойсумму КТО для пленочного кипения без учета излучения и КТО излучениемдля двух параллельных пластин умноженный на безразмерный параметризлучения:,гдеЧто касается КТО для пленочного кипения недогретой жидкости,авторы приводят следующие рассуждения. В качестве исходной геометриибыла выбрана плоская вертикальная поверхность.

Как показано на рис.1.6,ламинарный жидкий подслой находится между пограничным слоем пара иосновным объемом покоящейся жидкости с постоянной температурой Т∞.Теплофизические свойства пара и жидкости принимаются постоянными иопределяются по 0,5(Tw + Ts) для пара и Ts – 0,5ΔTsub для жидкости. Силыинерции, конвективный перенос энергии и массовые силы малы дляизменения полей скорости и температуры.Для удобства и соответствия рис.1.6, примем следующие обозначения:индекс w относится к стенке, s к межфазной границе, v к пару, l к жидкости.17Рис.1.6.

Модель пленочного кипения недогретой жидкости [47].Уравнения движения и энергии для пара:Для жидкости:Условия на границе следующие:На твердой поверхности (у=0) действует закон прилипания:иНа границе жидкость-пар (y=δ, z=0):18,,За пределами жидкого пограничного слоя (z=β):,Далее находятся профили скоростей и температур, с последующимвыводом уравнения для толщины δ.

Используя уравнение, связывающееплотность теплового потока (все тепло передается теплопроводностью) cтолщиной паровой пленки и температурным напором:,и перейдя к геометрии цилиндра, авторы получили в безразмерном видечисло Нуссельта:Безразмерный параметр М рассчитывается по следующей зависимости:[][].Данное уравнение в отсутствии недогрева преобразуется в хорошоизвестное уравнение Бромли для насыщенной жидкости. Аналитическоерешение хорошо согласуется с численным расчетом в случае жидкостей, укоторых числожидкостей с числомметаллов, у которых, таких как вода или жидкий азот. Однако, для, таких как спирты и фреоны, и для жидких, данная аналитическая зависимость даетбольшую погрешность.