Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 59
Текст из файла (страница 59)
Прл 294 г Ф вЂ” 10' о. х 4 ж ге о. 10 ~* а Х е ж — ~/ !.5 10 ( г ) 21.6. ПУЗЫРЬКОВОЕ КИПЕНИЕ ПРИ ВЫНУЖДЕННОЙ КОНВЕКЦИИ ЖИДКОСТИ достаточно большой плотности теплового потока интенсивность теплоотдачи практически перестает зависеть от скорости организованного движения жидкости, поскольку конвективный перенос в пристенной области определяется практически целиком развивающимся в ней процессом парообразования.
В гр М - /р в 2 'с Мъ с е «с ес есг " сГ д мувт,'мг ) Рис. 21.19. Опытные данные о влиянии циркуляции жидкости на теплоотдачу при кипении воды и 200/с-ного раствора 1чНеХОе (скорость циркуляции в от 05 до 5 и/с): О-и=о,в и/с: +-0.8: Π— 0,6; ° -О,У: ь — 1,0; Π— 1,6; У-3,01 ~,— 6,0: Π— 6,0: ° -4,0.
встествеваая явряуяяавя: и. О 'о яъ ес се ьг 1. ~е. атом случае законы теплоотдачи в циркулирующей кипящей жидкости не отличаются от законов, установленных выше для кипения при свободной конвекции. При заданной скорости циркуляции коэффициент теплоотдачи вначале или нечувствителен, или мало меняется с ростом теплового потока. Затем влияние теплового потока начинает сказываться все заметнее, пока не станет решающим. В результате огибающей кривых а (д, ц1) становится кривая а (о), близкая в соответствующей зависимости для кипения при свободной конвекции.
На рис. 21.19 показаны опыты Р, Я. Ладиева с водой и раствором, отчетливо подтверждающие сказанное. 1 '* В общем случае теплоотдача в трубе определится системой критериев для теплоотдачи при кипении в условиях свободной конвекции, дополненной числом Рейнольдса вынужденного течения жидкости: це = снес//т, (21.6.1) где це — скорость циркуляции, т. е. отношение объемного расхода жидкой фазы к полному сечению трубы; П вЂ” внутренний диаметр трубы.
При значительных паросодержаниях гидродинамика зависит также от объемного р или весового л паросодержания потока и относительной плотности р"/р'. Кроме этого, следует иметь в виду, что в пределе, при Рев -ь О, коэффициент теплоотдачи стремится к значению, определяемому формулой для обычной вынужденной конвекции. Автором был предложен простой и в то же время достаточно эффективный метод учета совместного влияния скорости циркуляции и теплового потока на теплоотдачу при кипении, не связанный с рассмотрением сложных критериальных систем. 2Э5 Идея этого метода сводится к тому, что соотношение влияния этих факта ров оценивается соотношением соответствующих предельных значений коя(» фициентов теплоотдачи сс/сев 1(сеео/осе). (21.б.2) Здесь а — коэффициент теплоотдачи к вынужденному потоку кипящей жия.
кости; сео — коэффициент теплоотдачи при х -ь О, т. е. при отсутствии кипения; ао — коэффициент теплоотдачи при развитом кипении, когда уже нет алия. ния скорости течения жидкости. Вид этой зависимости схематически показан на рис. 21.20. Ее предельиыя свойства выражаются условиями ссоо/ае-э-О, /-+.1, / — я-0; сее /осе — ~со; / — ьсс /ао; /-я-1. (2163) Простейшая интерполяционная формула, удовлетворяющая этим условя. ям, имеет вид в а/аа= й/1+ (аео/сее)". (21.бА) На рис. 21.21 приведены опыты Л.
С. Стермана по кипению воды в чистой трубе при скоростях циркуляции от 0,5 до 8,7 м/с и тепловых потоках от2!6Я до 10. 10' Вт/м'. По оси ординат отложена величина и, = сс/я/е т, по осн абс. цисс — плотность теплового поточу ка. Параметром является скорость Ят/4 ' циркуляции. Отчетливо видно существование некоторого предель- б ного значения величины ие, прак- 'с/па 1 и г 4 к а /р яг м 7 ля гВпя/ми аеа/яса Рис. 21.20.
Зависимость а от Рис. 21.21. Зависимость ае =а/де' от ме и е аее/ае по опытам с кипением воды при р=2 1ОЯ Па в трубе /1=!6 мм тически не зависящего от скорости течения жидкости. Чем выше скоросяя циркуляции, тем больше та плотность теплового потока, при которой вели. чина ае достигает этого предельного значения. Зти данные хорошо описи. ваются формулой (21.8.4) при п = 2, что весьма удобно с расчетной точка зрения. Практически таким расчетом можно пользоваться при Р ( 0,7. При рассмотрении кипения в трубах необходимо иметь в виду наличие ель дующих трех зон с неодинаковыми условиями теплообмена: 1. Зона подогрева (экономайзерная) — от начала обогрева до сечения Е„ в котором стенка трубы достигает температуры насьпцения.
На этом участке имеет место обычный конвективный теплообмен. Если рассчитывать для про. стоты величину а по формуле (11.6.18), то длина этой зоны где Тя — температура насьпцения в сечении Ья; Т, — температура жидкости при входе в трубу. 296 2. Зона закипания жидкости — от сечения Ь, до сечения 7.„в котором жидкость полностью прогревается до соответствующей температуры насыщения. Расстояние до сечения 7.„отсчитываемое от начала обогрева трубы, — — ' (Т", — Т,), 0 чд (21.6.6) ше Т; — температура насьпцения в сечении )., Длина зоны закипания 3десь принято во внимание, что вследствие падения давления вдоль трубы Т; ) Т",. В этой зоне коэффициент теплоотдачи имеет значения, промежуточные между его значениями для первой и третьей зон.
3. Зона кипения, начинающаяся с сечения 1., Для этой зоны справедлизн все закономерности, рассмотренные выше в этой главе. В расчетной практике вторую зону часто совмещают с третьей. 2Е7. ТЕПЛООТДАЧА ПРИ ПЛЕНОЧНОМ КИПЕНИИ Рассмотрим течение паровой пленки вдоль вертикальной плиты, полагая, гю весь пар движется вдоль поверхности нагрева. Такое предположение вполне соответствует наблюдаемой картине движения пленки пара при не очень зысоких нагревателях. Пренебрегая в случае установившегося течения паровой пленки инерционными силами и считая ее течение ламинарным, записываем уравнение движения в виде а(р — р )+Р 1' ) Ь =О. (21.7.1) Константы интегрирования получаем из условий: д = О; ш" = О; у = б"; в" = и„р.
Здесь 6" — толщина парового слоя и асср — скорость движения жидкости на границе раздела фаз. Интегрируя уравнение (21.7.1), получаем (21.7.2) Чх=Р (г+ср(Тст — Т')!21 ~ ш" ~(у. (21.7.3) о При свободной конвекции жидкости могут иметь место два предельных режима течения: когда ш„р = О и когда вся масса жидкости движется со скоростью, равной скорости пара на границе раздела фаз. Теоретически последний случай соответствует невязкой жидкости, когда касательные напряжения на границе раздела фаз равны нулю, т. е. (г(ш"/ду)„р —— О. Для этих предельных случаев решение системы уравнений (21.7.2) и (2!.7.3) дает: при ш,р —— О 12~ ' '"=Г ч гр" а (р'-р") (21.7.4) при (дш"Ир)„р = О б" = з Т =$' зр" дх Тгр" а (р р") (21.7.5) При заданной постоянной по поверхности нагрева плотности теплового потока д имеем Здесыр = 1 + с,"АТ/2г.
Решения отличаются только иа постоянный мнажь тель, равный ~рг)2/3 = 1,59. Общий коэффициент теплоотдачи складывэьга из коэффициентов конвективной и радиационной теплоотдачи: а, „=а„+ар. (21.7,1! Локальный коэффициент конвективной теплоотдачи определяется формуль! а„= Л"/6'. (2!.7,7! Для свободной коивекции ь Гг. а =РЛ'$гг т~Р ь (Р (21.76! )ь" рх где значение (9 лежит в пределах между 0,436 и 0,690. Средний коэффициент теплоотдачи а = (3/2) а,=ь.
(21.7,1! При вынужденном течении жидкости, когда ~)1 мгР ~) 1 ь (р' — р") 6"' влиянием подъемной силы можно пренебречь и в правой. части уравнена (21.7.2) сохранить только первый член. В этом случае (21.7,!1! 6" = 2дх/(~ргр" в„р) и локальный коэффициент теплоотдачи прн пленочном кипении прямо прапор цнонален скорости течения жидкости. При заданном температурном напоре ЬТ = ҄— Т" уравнение теплом го баланса с учетом того обстоятельства, что пар образуется как за счет конам. тивной, так и за счет радиационной теплопередачи, примет вид , ь. р'р'";~>вто юр ~б! 'ь~); ~о а(~ ~у)= ' ' 6 ~в. сопь! р о (21,7.! !! (21,7,11! При ш„р = 0 сопз1 = 1/4, при (йи"/Ыу),р = 0 сопз1 = 1.
Приближенное интегрирование уравнения (21.7.11) основано на принять~ допущения о том, что для заданных условий отношение а„/а = а 6"/Л'= = сопз1 и дает для локального значения коэффициента тейлоотдачи нырь жение ' ' г" ю'кЬ' — ~') ьь„=р 1/г где ф = а„/а. Коэффициент (), для предельных режимов имеет значения соответстзенв 0,500 и 0,705. Средний коэффициент теплоотдачи 4 ь ' Л"'<ргр" д(р' — р") з ' 9/ р ат/. ()+44 (21.7. !б! 298 В случае горизонтального цилиндра средний коэффициент теплоотдачи прр мерно на 20% меньше, т. е. множитель пропорциональности прн корне лежи в пределах от 0,53 до 0,72, При этом в формулу (21.7.14) следует подстаэляз эместо Е диаметр цилиндра 1г.
Лля быстродвижущейся жидкости при 7йТ = = сопя( ай этом случае коэффициент теплоотдачи пропорционален корню квадратному м скорости течения жидкости. На рис. 21.22 приведены результаты сопостав- ления ряда опытов с расчетами в формуле (21.7.14). Как видно из графика, из- ненеиия коэффициента р, не выходят за теоретические пределы а. 1вг о,в ав 0,4 0 10 го сдТ гедвс"ат и Опыты Броылея по теплоотдаче при вынужденном поперечном обтекании цилиндров в условиях пленочного кипения ибольших скоростей течения жидкости (рис. 21.23) привели к формуле =згЬ л ее' Даго1, (21.7.17) т, е. подтвердили разработанную нами ранее теорию. Ха о г,о дг ав оо ав ов 1 г а о а в 10 »„Мч Ряс.
21.23. Влияние скорости течення жидкости на теплоотдачу прн пленочном кипении на горизонтальном поперечно обтекаемом цилиндре: д — беввол; О-чегырехвлорвстый углерод: ь-залповый спарта Π— л-гексав Чанг указал на связь процесса теплоотдачи и волновых явлений на границе паровой пленки и жидкости. В случае недогрева ядра потока жидкости до температуры насыщения коэффициент теплоотдачи при пленочном кипении воза растает с повышением этой величины.
Подробно проблема теплообмена при пленочном кипении рассмотрена в обзоре Э. К. Калинина, И. И. Берлина и В. В. Костюка. 299 1,0 010 00 а х=0,5т ' 1г ать(1+ф) ' Х Фгр ыгр атг. В+ф) Рнс. 21.22. Опытные данные о козффнцненте ()а я фор- муле (21.7.14) по Бромлекн л — тм-вый пылевый раствор: О-азот; Еà — певчев; О— бевзвв; Х вЂ” четыревхлорвсгый углерод; Π— втвлавый спарт (21.7.15) (21.7.16) 21.8.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
