Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 57
Текст из файла (страница 57)
Значительная часть пара проникаег в пузырь аа тонкой жидкой подложки, остальная часть — за счет испарения по внещнма контуру пузыря. Имеется значительное количество исследований этого пза. цесса, обзор которых можно найти в монографиях Кумо, Ван-Оверкерах статьях Фритца, Плессета, Фостера, Н.
Н. Мамонтовой и др. Можно рассмотреть два предельных случая. Когда тепло подводится и массы жидкости нестационарной теплопроводностью, автомодельной отноаь тельно линейного размера систенн, Тогда из анализа размерностей срма ГОг//а следует известное соотношение УО г/„в /зТ) Хср'/1. (21,331 ОО Г,О.ЧО Строго говоря, это рассмотреннеса. ао носится к пузырю, растущему виутрц 2ГДГО объема перегретой жидкости.
При репа парового пузыря на поверхности нагрева гО 2О зО еО ОО ОО гО г/с значительная часть тепла подводнтса через тонкую жидкую подложку Рнс. 21.5. Распределение числа действующих' пентров пврообрвзования по часто- Д А Лабунцов рассмотрел згу задач! тзм возникновения паровых пузырей в квазистационарном приближеня1( Полагая, что толщина жидкой подлея. ки пропорциональна радиусу пузыри, можем написать (ХЯ) Яз йТй гр" йз Ы, (21.3.И) откуда следует 1с' = 'уае)г 'лгаТ//(гр) (2! .3.11) Рнс.
21.6. Схемы формообразования пузырей нз горизонтальной поверхности нагрева (2.1.3.13 286 Корффициент р зависит от угла паа чиваемости поверхности нагрева и йм обычных пар стенка — жидкость равен примерно 3,5. Время формиронанна пузыря до отрывного радиуса по этой модели равно .ае = — ( — ) ° гР" I йе 1з (2! .3.1?) (ав Масштабом скорости роста пузырей может служить произведение отрывною диаметра пузыря и частоты его образования: .(ге'(/ = 2а/тв/(фгр"), где О, = 2)сз — диаметр пузыря в момент отрыва от поверхности нагрева; (/ — частота образования пузырей на данном центре генерации пара; ф < !в коэффициент, учитывающий время омывания поверхности нагрева жидкостгп между моментом отрыва одного пузыря и моментом зарождения следующею пузыря.
По модели (21.3.12), с точностью до коэффициента ф, 'и Ое с/а Ре//еа алпТ/(гр 1йе). (21.33 4! Отрывной диаметр пузыря определяется моментом наступления равновесна подъемной силы, силы поверхностного натяжения (прилипания) и дииамичесиь го воздействия потока. Последнее слагается из гидродинамического сопротивм ния и воздействия инерции присоединенной к движению границы раздела фв массы жидкости. При росте пузыря на горизонтальной плите, помещенной в большом обьеги непроточной жидкости, уравнение равновесия сил в момент отрыва в перва приближении можно записать в следую:цем виде: (аа/3),сто 0(Р— о')1,'(и/3) ьыз Р (с()с/пу)й, +:Р (0) л0ео.
(21.3,!6 Здесь )с — текущий радиус пузыря; ь — эффективный коэффициент гидродикамического сопротивления росту пузыря; о — коэффициент поверхностного натяжения; ~р (О) — некоторая функция краевого угла смачивания О. Первый мен этого уравнения представляет собою архимедову силу, отрывающую пу1нрь от стенки, второй член — гидродинамическое сопротивление движению пузыря и третий — силу поверхностного натяжения, прижимающую ножку пузыря к стенке. Отсюда Оа ж (3~/16) Вг+ )6 (9~а/246) Гга ьг 6<р (О), (21.3.16) где в данном случае 2 и'г =— =( ~.'~ -'.
ш /и. $7 ло(1 — р /р') д к м,/~' 66 Скорость роста паровых пузырей является некоторой характеристикой гидродинамического режима в пристенном слое кипящей жидкости, поскольку процесс роста паровых пузырей создает интенсивную турбулизацию жидкости около поверхности нагрева, на что впервые указал Якоб. Однако следует иметь в виду, что критерии, содержащие в себе величину 0,и, не являются независимыми безразмерными аргументами, поскольку скорость роста паровых пузырей не входит в условия однозначности процесса парообразования, а является одной из основных его функций. Ъо =/)оУИ(р' — р")/ ()ри Гг — 0 по вычислениям Фритца для гладкой поверхности можно принять )/б<р(0) = 0,020, (21.3.! 7) если угол 0 выражен в градусах.
Из выражения (21.3.14) видно, что скорость роста пузыря на стенке увеккчивается обратно пропорционально плотности пара, т. е. с уменьшением мвления. Вследствие этого в соответствии с формулой (21.3.16) при кипении код давлением меньше атмосферного наблюдается резкое увеличение отрывных диаметров паровых пузырей к существенное изменение частоты их го образования. При значительном вакууме пузырьковое кипение на гладких по- =И верхностях отсутствует, а за режи- ы -' ИОМ Снободиой КОНВЕКцни жндноетн С о М вЂ” — +,' Зада »ЕНОСРЕДСТВЕННО ~пани~нет ПЛЕНОЧ- ., ° ° Зт 666ий кое кипение. с~ На рис.
21.7 отчетливо видна линейная зависимость между величинами ба и гг при достаточно больших значениях последнего критерия. Здесь в число Фруда подставлялась средняя ',скорость роста пузырей, Рис, 21,7. Зависимость д, от Рг по опытным т. е. данным Н. Н. Мамонтовой (р=9,8 10'— — 9,8 10~ ~а) иа = Ваи/ (1 — ф). (21.3.18) 21ик ХАРАКТЕР ДВИЖЕНИЯ ПАРОЖИДКОСТНОИ СМЕСИ В ТРУБАХ При кипении на поверхности нагрева, погруженной в большой объем жидкости, паровые пузыри, отрываясь, поднимаются в толще жидкости к зеркалу испарения (т.
е. к свободному уровню кипящей жидкости). Движение пузырей имеет вероятностный характер (рис. 21.8), а осредненный закон всплытия показан на рис. 21.9. 287 При числах Ке = 2)сш"/и ( 2 для тщательно очищенной жидкости по фор. муле Адамара — Рыбчинского 2д(р' — р") У 1+и"!р (21А.!) Зр 2+ Зр"! р ' для технически чистой жидкости по формуле Стокса для твердых тел (что свя. вано с упрочением поверхностной пленки имеющимися в жидкости приме.
сями) ш» = 2д (р' — р") Ра«9)». (21А 2) Для Гсе ) 400 и р' )) р" по формуле, предложенной И. Г. Маленковым; (21.4.3) Р' 11 р' При кипении внутри труб активное взаимодействие фаз распростраияетм по всему сечению потока и гидродинамическая картина течения существеиис осложняется. Если расположение труб вертикальное, то осредненное движение параж лельио вектору силы тяжести и симметрично относительно оси трубы. Вози». кающие в этом случае колебания плотности парожив и костной смеси в радиальном направлении связаны только с турбулентными пульсациями. Если жидкость смачивает стенку трубы, то вдоха последней всегда течет жидкий пристенный слои.
Толщина этого слоя определяется условиями разия. 1 весия между количеством жидкости, притекающей иа ядра, и количеством жидкости, срываемой потоком и испаряемой за счет теплопередачи от трубы. При обогреве образующиеся паровые пузыри от. рываются от стенки трубы и увлекаются общим дви. л жением в ядро потока. Для очень малых паросодержаний смеси пар движется в виде цепочек отдельны» пузырей. По мере увеличения паросодержания потока отдельные пузыри сливаются, возникают пузыри большого размера с обтекаемой лобовой и вогнуто~~ кормовой областями (паровые «снаряды»).
Такие «снаряды» иногда могут достигать нескольких мет. ров в длину и занимать почти все поперечное сечеиис и трубы. В дальнейшем в центре трубы образуется силь. но перемешанная парожидкостная смесь (эмульсия). При еще больших паросодержаииях эмульсия исчезае» Ю и четко выделяется сплошная граничная пленка жа. дкости, движущаяся по стенке трубы. В этом случас центральная паровая струя содержит заметное коли.
честно мелко раздробленной жидкости. Вблизи критического давления в связи с резкиы уменьшением поверхностного натяжения осиовиыы Рис. 21.8. Характер даи- режимом течения смеси является эмульсионный. жсиия одиночного пуаы- Когда жидкость не прилипает к стенке трубы ря а жидкости (ртуть в стальной или стеклянной трубе и т. и.), картина резко меняется. В этом случае паровые пу.
зыри прорываются между потоком жидкости и трубой, образуя при достаточ. ном паросодержании отчетливо выраженную паровую муфту, в центре кото. рой, сильно пульсируя, течет жидкая струя. В случае движения парожидкостной смеси в горизонтальных или слагв наклоненных трубах для небольших паросодержаний и скоростей течения жи.
дкости последняя концентрируется главным образом в нижней части трубы. 288 Это обстоятельство вызывает ухудшение омывания верхней части трубы и существенную асимметрию температурного поля. ряд гидродинамических явлений в газо-жидкостной смеси существенно зависит от сжимаемости ее компонент даже при весьма малых скоростях течения. Связано зто с особенностями распространения упругих возмущений (звука) саг/с й /рг р Е 4 7РР /П ~ 4 Р 87О' Л 4 Р' В79 ~зУ 72 Р =)ф — Г,Р/7 Рис.
21.9. Зависимости скорости всплытия в воде одиночного воздушного пузыря от его диаметра при р=19ч Па: тачки — опытные данные раалнчкых авторов; — — расчет по Формуле (2!.4.3) в таких средах. Так, для смеси с равномерно распределенными малыми газовимн включениями масштаб скорости распространения звука определяется формулой а а=др/др=р 1[1 — р(1 — р )]'1(за" '+(1 — р)р а' 1), (21.44) где р" = р"/р'; а', а" — изотермические скорости распространения звука в жидкости и газе; р — объемное газосодержание смеси. При р' )~ р" ав-р/ '. (21.4.5) В реальных условиях имеет место большая дисперсия и скорость распространения тех или иных упругих возмущений в газожидкостной смеси может иметь порядок, соизмеримый со скоростью распространения капиллярных волн и со скоростью течения, обусловленной процессом парообразовання.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
