Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 60
Текст из файла (страница 60)
ТЕПЛООТДАЧА ПРИ СВОБОДНОМ РАСТЕКАНИИ ЖИДКОСТИ ПО ПОВЕРХНОСТИ НАГРЕВА г,е 170 1ПП вп по 4О 7О а 1ОО 7ОО ' Поверхность нагрева — горизонтальная металлическая пластинка. Каждая том; на графике соответствует полному испарению капли воды заданного начального оп»ею 300 В ряде технологических процессов (закалка, охлаждение режущего иисг румента и т. п.) имеет место свободное растекание жидкости по поверхносг нагрева.
При этом омывание поверхности может происходить как мелкиии так и крупными навесками жидкости. На рис. 2!.24 показана зависимость полного времени испарения капли а ды от температуры поверхности нагрева* Т„. Когда температура поверхиогг нагрева ниже температуры насыщения испаряемого вещества, капля жидик ти, попадая на поверхность, растекается по ней тонким слоем и медленно а~ паряегся. Когда температура поверхности нагрева превышает температур насыщения, то в растекающейся жидкости наблюдается пузырьковое кипени С дальнейшим повышением температуй поверхности нагрева пузырьковое кипени: в растекающейся жидкости становится ве более интенсивным, коэффициент теплом дачи возрастает и соответственно умень шается полное время испарения капп Однако по достижении поверхностью нь грена некоторой температуры жидкосп, попадая на поверхность, уже не растекае ся, а собирается в сферическую капля прерывисто контактирующую с поверь Рис.
21.24. зази мо врем и ис- постыл в течение всего пеРиода испаРеик~ парения капли (Р=ДО46З смз) от Прн даЛЬНЕйШЕМ УВЕЛИЧЕНИИ тЕМПЕр1 температуры стенки туры Т„частота контактирования кащ, с поверхностью уменьшается, а врем полного испарения растет, что свидетельствует о снижении интенсивноса теплоотдачи к жидкости от поверхности нагрева. Причиной этого являеп: образование парового слоя между жидкостью и поверхностью нагрею Началу этого периода соответствует минимум иа кривой ! (Т„).
Возрастана времени испарения капли продолжается также только до некоторого значеип температуры поверхности нагрева, соответствующей максимуму на криви испарения. Эта точка кривой свидетельствует о прекращении контактиром ния капли с поверхностью нагрева и об образовании устойчивого паровок слоя, полностью отделяющего жидкость от поверхности. Этому состоянию соответствует максимальное время полного испарения жидкости. В дальиИ шем, по мере роста температуры поверхности нагрева, полное время испарг. ния капли медленно уменьшается. В литературе принято называть режим испарения навески жидкости, пр, котором она отделена от поверхности нагрева устойчивым слоем пара, исаа рением жидкости, находящейся в сфероидальном состоянии. По мере увеличения объема жидкости, выливаемой на поверхность нагрг ва при Т„) Т„в, его форма все более отклоняется от правильной сфера, принимая вйд, который может быть условно назван «плоским» сферондом.
Лалг нейшее увеличение выливаемого объема жидкости приводит к тому, что па), образующийся на нижней поверхности жидкости, не успевает вытечь по пер1 ферии и время от времени прорывается через толщу жидкости в виде болыпи~ пузырей. Исследование этого вопроса показало, что по достижении определеа ного значения выливаемого объема жидкости интенсивность теплоотдачи к ть кому пузырьчатому сфероиду уже не зависит от количества жидкости и опрз деляется при данных конкретных условиях испарения плотностью тепловоп потока и. При этом прорывающийся через толщу жидкости пар равновероиь но распределяется по наружной поверхности жидкости в виде периодичесп Л'=(и!2) ЬРг(Р; г =(я!4) Р' (21.8.4) где 6 — толщина сфероида. Считая температуру сфероида постоянной, т. е. вводя в расчет температуру, осредненную за время испарения, и принимая во внимание зависимости (21.8.3) н (21.8.4), приводим уравнение (21.8.1) к виду г (Т вЂ” 7) гр6 багз (21.8.5) Сила тяжебти, действующая на сфероид, уравновешивается давлением пара, развивающимся вследствие сопротивления истечению по периферии сфероида, и реактивной силой, возникающей вследствие отделения пара от жидкости на нижней поверхности сфероида.
Последней практически можно пренебречь и считать, что сфероид поддерживается во взвешенном состоянии только за счет трения вытекающего пара. Пар вытекает по периферии сфероида под влиянием избыточного давления, равного пб (р' — р")*, т .е. Ю" =3нРЬ )г 286(р' — р") р" Ш, (21.8.8) где $ — коэффициент истечения, учитывающий форму периферии сфероида и характер его обтекания паром.
е В дальнейшем длн простоты записи полагаем р' — р' — р'. 301 появляющихся и лопающихся паровых пузырей, а толщина слоя жидкости практически остается постоянной. Произведем расчет теплоотдачи к плоскому сфероиду (рис. 21.25). Теплоотдача от поверхности нагрева к навеске жидкости, принявшей форму плоского сфероида, происходит путем теплопроводности и радиации через разделяющий их слой пара. В дальнейшем будем считать, что теплоотдача и ис. ззрение на внешних поверхностях сфероида пренебрежимо малы по сравнению спроцессом со стороны поверхности нагрева. Это условие точно соблюдается, когда сфероид окружен насыщенным паром тою же вещества, и пРиближенно в РЯде Жизлглть Рз, смз других случаев. Полагаем далее, что на нижней поверхности сфероида температура равна температуре насыщения.
Уравнение теплового баланса примет вид (если пренебречь теплотой перегрева пара) (ген+сер)(Тот Т") Г =гр' г(р/Ж+ Рис. 21.25. Схема задачи об испарении плоского сфероидз + ср' г( (УТ)~й, (21,8.1) Здесь ее и ар — коэффициенты конвективной и радиационной теплоотдачи (см. гл.
19); )г — объем сфероида; г — площадь проекции сфероида на поверхность нагрева; Т вЂ” средняя температура жидкости в сфероиде. Скорость истечения пара по периферии сфероида гн" = дРЯ4гр" Ь"), (21.8.2) где Р— расчетный диаметр сфероида; 6" — толщина парового слоя. Расчеты показывают, что в слое пара, отделяющего сфероид от поверхности нагрева, имеет место ламинарное течение. Следовательно, ан = Л" 16". (21.8.3) Наблюдения показывают, что толщина плоского сфероида практически не меняется в процессе испарения до тех пор, пока сохраняется его плоская форма, т. е.
С другой стороны, из материального баланса сфероида Ю' = (и/2)р'ЯМО. (21.8,7) Совмещая последние два уравнения, получаем (21.8.5 2$ 1' 2ар' 0( Подставляя значение Ж/с[1 из уравнения (21.8.8) в (21.8.5) и пренебрегая р!. диацией (а„)) ар), получаем выражение для толщины парового слоя 1 / Х" (тст — Т") 0 -аг-з — т ! Ч г[!+с(Т" — Т)(г[ 0г4 (21 83) '4 020 0Я' ч Й 0(2 м, 00 где Ч = "З~р, Соответственно 0 л 02 04 00 Дг 10 10 г Ф > ю у/ур 00 00 ° о 04 Оу Тех=400'С 040 200 ([г 0 Г0 20 00 40 00 а Т0 00 00 100 У(0 ~,0 ч / Х" [ +с(Т" — т)) 04 (Т вЂ” Т )() (21.8.10) Пар между сферондом и поверх. постыл нагрева перегрет, так как з нем устанавливается температурное Рис.
21 2б Сопоставление формулы (21.З.(ц поле в пределах от Тот до Т". Расхщ с опытами тепла на перегрев образующегос! пара до средней температуры наро вого слоя можно приближенно учесть, вводя в приведенные выше формула вместо г выражение г, = г+ са (Тот — Т ) (2. Подставляя значение 6" из уравнения (21.8.9) в (21.8.5) и пренебрегая мличиной сер, после интегрирования получаем 4 1 [бр' [г-(-с(Т" — Т)) ) ( Р' Здесь Уа — начальный объем сфероида; У вЂ” объем сфероида в момент вреив ни 1; 1 — время, отсчитываемое от начала испарения сфероида объемом Ув Рис.
21.27. Изменение объема пузырчатого сфероида во вре- мени в полулогарифмических координатах (спирт) (21.8.12) 302 На рис. 21.26 показаны результаты опытов, проведенных В. М. Боришанс. ким, обработанные в координатах, соответствующих формуле (21.8.11). Сог. ласование с теорией следует признать удовлетворительным. Значение т) по зтни опытам равно 0,9. Приведем уравнение (21.8.5) к виду 0У (сг„+се ) (Т вЂ” Т") бр' [г+с(Т' — Т)) В случаае пузырчатого сфероида входящие в это уравнение величины а и 5 не зависят от объема 1». Интегрируя уравнение (21.8.12) при этих условиях, получаем !ан+ сер) (Тет Т") (21.8.13) "< бр' [г+с(Т' — Т)] Иа рис. 21.21 приведены результаты нескольких серий опытов, показывающих, что полулогарифмическая прямая, выражаемая формулой (21.8.13), действительно имеет место.
СПИСОК РЕКОМЕНДУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ 1. Боришанский В. М., Козырев А. П., Светлова Л. С. Теплообмен при кипении воды в широком диапазоне изменения давления насыщения.— «Теплофизика высоких температур», 1964, № 1, с. 119. 2. Вопросы физики кипения. Сб. пер. статей. Под ред. И. Т. Аладьева. М., «Мир», 1964. 3. Вопросы теплообмеиа при изменении агрегатного состояния вещества. Сб. статей под общ. ред. С.
С. Кутателадзе. М.— Л., Госзнергоиздат, 1953. 4. Змеина-Моложен Л. М., Кутателадзе С. С. К вопросу о влиянии давления на механизм парообразования в кипящей жидкости. — «Журн. техн. физики», !950, т. ХХ, вып. 1, с. 110. 5. Калинин Э. К., Берлин Н. Н., Костюк В.
В. Теплоотдача нри пленочном кипении.— Айчапсев!п Неа1 Тгапв1ег, чо!. П, Нечг '<огй, Асадет!с Ргезв, 1975. 6. Кутателадзе С. С. Теплопередача при конденсации и кипении. М., Машгиз, 1952. 7. Кутателадзе С. С., Мамонтова Н. Н. Исследование критических тепловых потоков при кипении жидкостей в большом объеме в условиях пониженных давлений. — «Инж.- физ. журн.», 1967, т. 12, № 2, с. 181.
8. Лабуицов д. А. Приближенная теория теплообмена при развитом пузырьковом кипении.— «Изв. АН СССР. Энергетика и транспорт», 1963, № 1, с. 58. 9. Теплообмен при кипении металлов в условиях свободной конвекции. М., «Наука», 1969. Автл В. И. Субботин, Д. Н. Сорокин, Д. М. Овечкин, А. П. Кудрявцев. 10. Термогидродинамика кипящих жидкостей. — В кнл Проблемы теплофизнкн и физической гидродинамики. Новосибирск, «Наука», 1974, с.
176. Автл Г. И. Бобрович, И. И. Гогонин, И. Г. Маленков, Й. Н. Мамонтова. И, Воп)пй Ьеа1 1гапв!ег апй Ьигпои1 гпесЬап)зт !п Ьоп1пй.ыа1ег соо1ед геас1ог. — 1п: Ма1ег!аы о! Сйе ТЫгй 1)пИей Ыанопз 1п1егпаИопа! Соп1егепсе оп 1Ье Реасе1и! 1)вез о1 А1оппс Епегйу. Оепеча, 1964. чо!. 8, р. 146. АЫЬл К. Тогпга1, М. Ног!, М. АЫуата е. а. 12. Вози]айоч!б Р. чегдатр!ипй ипд Ррйвв1ййеИзйЬегЫ1хипй.— «Тесь. Месь.
ипд ТЬепп.», 1930, Вй 1, Я. 358. 13. Сито М. Авренп 1опдатеп1аИ деп'е!он!х!опе. Кота, СИЕН, 1968. !4. Рмуег О. В. Вои!пй ИциЫ-те1а1 Ьеа1 1гапв1ег. А. Н. 5. Иппо)з, 1976. !5. Яе1апоч№ М. 8. АпаИва Ниыиас!]а 1етрега1иге и дчо1агпот 1ойи рг! родЫад]епот Ы!исаи!и. Ве!йтай, 1пзГИи1а «Вопя КЫг!с», 1975. 16. Яутпров)ит оп Тыо РЬазе Р!очг. Оера«1теп! о1 СЬеписа1 Епй)пеег!пя 1)п)четв!1у о1 Ехе1ег.
Оечоп, Епя!апд, Липе 1965. 17. %асЫегз 1.. Н. Л. Пе игапп1еочегйгасЫ чап ееп Ье1е чгапд. Нааг дгирре1в 1п йе з1егоЬ да!е 1оев1апд. Не1топй, 1965. 18. 1Гап Оимегйегй Н. Л. ТЬе го!е о! 1Ье ечароганпй писго1ауег апд дгу виг1асе агеаз!п ЬогИпй. Пгиййег)!' )»епнпеп!е, 1.еЫеп, 119701. 19. чап 81гаЫеп 8.
Л. и. Неа11гапв1ег 1о Ьои1пд Ьгпагу пих1 игез а1 а1пговрЬепс апй зиЬ. а)тозрьег!с ргезвигев.— <СЬегп. Епйпн. Эсь», !956, ч. 5, р. 290. 1~ 3 КРИТИЧЕСКИЕ ПЛОТНОСТИ ТЕПЛОВОГО ПОТОКА, ВЫЗЪ|ВАЮЩИЕ ИЗМЕНЕНИЯ РЕЖИМА КИПЕНИЯ 22.1. ГИДРОДИНАМИЧЕСКАЯ ПРИРОДА КРИЗИСОВ В МЕХАНИЗМЕ КИПЕНИЯ ЖИДКОСТИ В предыдущей главе было выяснено, что существуют два основных реиг ~ ма кипения: пузырьковое, при котором пар выделяется в некоторых места1 поверхности нагрева в виде отдельных пузырей, и пленочное, когда поверь ность нагрева отделена от массы жидкости сплошным слоем пара. Перехо1аз одного режима кипения к другому имеет все черты кризисного явления и созрс. вождается коренным изменением гидродинамической и тепловой обстанвп процесса охлаждения поверхности нагрева.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
