Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 61
Текст из файла (страница 61)
Рассматриваемая проблема осложняется тем, что в механизме кипения выем место не один, а два кризиса: первый, при котором происходит возникновенм сплошной пленки пара на поверхности нагрева, и второй, при котором проис. ходит разрушение паровой пленки и восстановление пузырькового режим кипения. При этом плотности теплового потока при первом кризисе существен. но больше, чем при втором. Если при значениях д, меньших д„ры коэффициент теплоотдачи при пузырь коном кипении существенно возрастает с увеличением плотности тепловом потока, то в околокритической области значение а остается почти постояниыи, й я 10 Е р 7 л йб' Р,7 Ругй 14 1В гг ГУ ~,Г 7 Р 12;4 у. М ~втумт Рис. 22.1.
Характер зависимости а от о для кипящей воды при растянутом околокритическом режиме для разных серий опытов Это явление можно объяснить следующим образом. При околокритическом рь жиме насыщенность паром двухфазного граничного слоя у поверхности нагрь ва столь велика, что дальнейшее увеличение паропроизводительности, с одной стороны, вызывает повышение турбулентности в жидкой фазе, а с другой, спо. собствует вытеснению последней из граничной области. В некотором интервале значений д эти два противоположных процесса в какой-то мере компенсируют друг друга, в результате чего коэффициент теплоотдачи остается более или мь нее постоянным. Но, в конце концов, устойчивость жидких пленок, прони.
зывающих двухфазный слой, окончательно нарушается, и жидкая фаза отде ляется от поверхности нагрева сплошным слоем пара. Таким образом, возник. новение пленочного режима кипения является результатом нарушения устой. чивости той структуры граничного двухфазного слоя, которая имела месю при предшествующем этой перестройке пузырьковом режиме кипения. Точно так же двухфазный граничный слой, представляющий собой паровую пленку на поверхности и обтекающую ее массу жидкости, люжет устойчиво 304 существовать только до тех пор, пока кинетическая энергия текущего в этой пленке пара достаточна для поддержания во взвешенном состоянии масс жидкости, стремящихся под действием силы тяжести прорваться сквозь паровой слой к поверхности нагрева. Поскольку возникновение и разрушение пленочного кипения представляют собой действительно особый гидродинамический кризис, они характеризуются не точными значениями критического теплового потока (или, что то же самое, критической скоростью парообразования), а некоторыми наиболее вероятными его значениями.
Так, автору удавалось в опытах по возникновению пленочного кипения на графитовых стержнях, погруженных в большой объем воды, путем плавного увеличения тепловой нагрузки отодвигать возникновение кризиса до значений д, превышающих нормальные примерно в два раза. При этом интенсивность теплоотдачи в области «растянутого кризиса» практически оставалась постоянной (рис.
22.1). Аналогичный эффект наблюдался н в опытах автора и И. Г. Маленкова при эффекте оттеснения жидкости в условиях барботажа через микропорнстую поверхность. 22.2. КРИТЕРИЙ УСТОЙЧИВОСТИ ДВУХФАЗНОГО ГРАНИЧНОГО СЛОЯ ПРИ СВОБОДНОЙ КОНВЕКЦИИ В БОЛЬШОМ ОБЪЕМЕ КИПЯЩЕЙ ЖИДКОСТИ (ПЕРВЫЙ КРИЗИС РЕЖИМА КИПЕНИЯ) Как уже выяснено в предыдущей главе, гидродинамической моделью пузырькового кипения является барботаж жидкости газом. вдуваемым через пористую поверхность с достаточно малыми размерами отверстий.
Существование этой аналогии, впервые указанной автором, было подтверждено в работах Уоллеса, И. Г. Маленкова, Сполдинга, Актюрка и др. Однако следует иметь в виду и различие в механизме формирования пузырей при барботаже и кипении. В первом случае пузырь растет на поверхности в месте поступления газа через отверстие и, далее, оторвавшись от стенки, не меняет своей массы, если только не происходит его слияния с другими всплывающими пузырями. При этом после нарушения устойчивости пузырьковой структуры граничного двухфазного слоя возникает большой газовый колокол, который и является аналогом паровой пленки. При кипении же пузыри растут за счет испарения жидкости по всей их поверхности, их рост может продолжаться и после отрыва от поверхности нагрева.
Точно так же после возникновения сплошной паровой пленки пар к ней подводится за счет испарения жидкости с ее внешней поверхности, в то время как в газовый колокол при барботаже газ поступает «изнутри» со стороны пористой стенки. В связи с этим при кипении всегда существует поток массы испаряемой жидкости, направленный к поверхности нагрева, однако этот поток относительно невелик. Основная циркуляция жидкой фазы связана с увлечением присоединенной массы жидкости паровыми (газовыми) пузырями. Рассмотрим условия устойчивости двухфазного несжимаемого граничного слоя над неограниченной горизонтальной пористой поверхностью, полагая, что жидкость обладает исчезающей вязкостью (р — О).
В этом случае могут 'взаимодействовать только кинетическая энергия вдуваемого газа, гравитационные и поверхностные силы в двухфазном граничном слое. По порядку величины динамический напор газа равен р.ш"', а работа, затраченная на оттеснение жидкости из образующегося газового колокола (газовой или паровой пленки), дб (р' — р"). Здесь 6 — средняя толщина возникающего газового слоя. Порядок значения величины б определяется лапласовой постоянной )~ о/д (р' — р"), что непосредственно следует из соображений размерностей. Поскольку в рассматриваемой модели возникновение кризиса (потери устойчивости пузырьковой структуры двухфазного пограничного слоя) равноверо- 305 ятно в любом месте протяженной пористой поверхности, то соотношение рас. сматриваемых величин должно быть некоторым числом, т.
е. (22.2.1) еб (Р Р') )где (р' — р") Здесь ш„р имеет смысл «приведенной» критической скорости барботажа, т. е. критического объемного расхода газа с единицы полной поверхности рассмат. риваемой пластины. Извлекая для удобства из этого выражения квадратный корень, получаем критерий устойчивоета вида % Я м 1 Й = в„"р "р' Р" ф'да (Р' — р"). (22.2.2) Для рассмотренных выше условий (р -ч 6, горизонтальная неограниченная пластина, неограниченный объем в целом неподвиж.
ной несжимаемой среды) й ар 1в"Р 2йр р. 1О,'Пп рис. 22.2. Зависимость первой крити- Прн КИПЕНИИ ческой плотности теплового потока от давления при кипении воды в боль- гв. д. /(гр ). шом объеме «р Й = сопз1. (22.2.3) (22.2.4) Для большого объема жидкости с исчезающей вязкостью при свободной кои. векции для критического теплового потока автором в 1950 г. было получено выражение 1' тс/(128 УЗ) (Й <)ггп/128 (22.2.6) нли Й ж н/24 ж 0,13. (22.2.7) На рис. 22.2 приведена зависимость д„р, от давления для кипящей волы, рассчитанная по формуле (22.2.5) при Й = 0,14.
Там же нанесены результаты опытов Е. А. Казаковой с пластинами при естественной циркуляции в боль. шом объеме дистиллированной воды. Отчетливо вырисовывается максимум значений первой критической плотности теплового потока в области давлений (70 †: 100) 10' Па, т. е. при р/рив ж 1/3. Здесь р„р — критическое в термодина. мическом смысле давление. В областях глубокого вакуума и околокритического давления величина д„в стремится к нулю, т. е. Р"-ьО ~/ =ь.акр-э-О.
и — з-0 1 а-+-0 (22.2.8) 806 Чир =Йг УР" )г йа (Р' — Р")э (22.2.5) где Й вЂ” некоторая константа для несжимаемого двухфазного граничного слоя. Приведенный выше вывод не связан с какими-либо специальными соображениями,о структуре двухфазного потока, и поэтому критерий устойчивости (22.2.2) ймеет весьма общее значение.
Рассмотренный в свое время Рэлеем случай устойчивости двух плоскопа. раллельных невязких потоков жидкости, когда тяжелая жидкость течет нод легкой и имеют место возмущения типа ехр П (Йх — п/) ), где и — координата и 1 — время, характеризуется критерием Й с точностью до множителя 1 + р"/р'.
Зубер, применив метод Рэлея к системе кубических ячеек жидкости с вписанными в них сферическими паровыми пузырями, нашел, что для такой модели Эксперименты автора и И. Г. Маленкова показали, что при барботаже критерий устойчивости л является отчетливой функцией критерия сжимаемости двухфазного слоя Ма. Соответствующие экспериментальные данные приведены на рис.
22.3 и 22.4 и описываются эмпирической формулой й = 30МЯзбз (22.2.9) При кипении в области Мо ) 3 . 10 4 величина й остается практически постоянной в пределах разброса опытных данных. к/Ме1 "б г 1д' в Вц бд10Г г бц 6'Вмв г бц бд1й ГГЛ „,Гдв г б ц ббуВ 1ООМ 104 Рис. 22.4. Зависимость А1М 1 от 1Аь, различных растворов и гааовз растворы глицерина: Х вЂ аз, Π†гел; вода: ксевов, а -аргон, щ — азат; вазонов: Ь вЂ арг, азат Рис. 22.3. Зависимость й от сжимае- иости при барботаже воды: (3 †водород, х — гелием, +- азотом, ь — аргоном; маилоеаео саирта: Л вЂ” азотам, ° — аргаком Автомодельность критерия А относительно вязкости жидкости имеет место, по опытам автора и И. Г.
Маленкова, при числах Аге ) 1 10'. 22.3. ВЛИЯНИЕ РАЗМЕРА И СОСТОЯНИЯ ПОВЕРХНОСТИ НАГРЕВА НА ВЕЛИЧИНУ рир Шероховатость поверхности нагрева повышает значение критической плотности теплового потока, что, по-видимому, связано с повышением устойчивости жидких пленок при наличии выступов и впадин. Имеет значение также и ориентация поверхности нагрева относительно направления вектора силы тяжести, а именно: при горизонтальном расположении пластинки конечных размеров значение д,р, меньше, чем для той же пластинки, поставленной на ребро.
Объясняется это тем, что на нижней части горизонтальной пластинки скапливаются крупные паровые пузыри, способствующие более легкому возникновению сплошного парового слоя. При кипении на горизонтальной трубе, обогреваемой изнутри конденсирующимся па- ~ 15 Е оз 11 ч» $. ~Й р Рис. 22.5. Зависимость первой критической плотности теплового потока от поперечного размера поверхности нагрева при температуре насыщения при р=98 1О'Па: л -вода, горнзоаталькме участки; о — зада, вертикальные участки; Π— зтклозыа сайра, горкзокчальные участки а р 1 к у ц б Юмм 367 ром, значения первой критической плотности теплового потока также оказываются заметно ниже, чем при кипении на трубах, обогреваемнх электрическим током. Так, в опытах Эйкина и Мак-Адамса значениег/„р, прн кипении воды под атмосферным давлением на медной трубе диаметром 13 мя огг о,го о,14 О,1О о оо йо йг /о /о го о 1/у/р'р')Ф Рнс.
22.6. Зависимость критерия устойчивости й от комплекса 0уа (р' — р") /о: ° — вода; Π— втиаовня спирт Вт/м', в то время как для горизонтальной плиты ых цилиндров соответствующее значение г/„р, больущественное расхождение связано не только с не. которым застоем паровых пузырей в нижней части трубы, но и с существенной неравномерностью теплового потока по окружности горизонтальной трубы при конденсации в ней пара. Эта неравномерность обусловлена затоплением нижней части трубы конденсатом, в результате чего при сравнительно низком значении средней плотности теплового потока его локальные значения на верхней половине трубы могут достигнуть и даже превзойти истинные критические значения. При размерах поверхности нагрева, соизмеримых с отрывным диаметром пузырей, т.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
