Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 62
Текст из файла (страница 62)
е. порядка а/д (р' — р"), автомодельность кризиса кипения относительно этого фактора нарушается. Влияние поперечного размера поверхности нагрева на г/„р, было исследовано автором, Г. И. Бобровичем, И. И. Гогониным. Нагревателями служили достаточно протяженные цнлинд. ры диаметром от 0,1 до 6 мм н пластины, теплоизолированные снизу и сверху с шириной от 5 до 500 мм. Здесь же нанесены данные Лайона при кипении гелия на торцевой поверхности цилиндра (с( = 9„91), теплоизолированной снизу и сверху.
На рис. 22.5 показана соответствующая зависимость для воды и спирта при темпе. ратурах насыщения. Отчетливо видна область, в которой критический тепловой поток не завн. сит от размеров поверхности нагрева, и область, в которой эта зависимость существенно проявляется. В последнем случае г/„а, зависит как от диа. метра цилиндра, так и от его ориентации относительно вектора силы тяжести. При горизоя- оказалось равным 600 000 и электрически обогреваем ше 1 000 000 Вт/м'. Такое с Рис. 22.7.
Фотография кипения воды на тонкой проволоке при р=98 1оа Па и околокритиче- скон нагрузке 308 тальном расположении цилиндров наблюдается отчетливый максимум в зависимости д,р, от хл, отсутствующий для вертикальных цилиндров. Зго различие связано с неодинаковыми условиями эвакуации пузырей с поверхности нагрева при горизонтальном и вертикальном расположении. В области малых диаметров имеет место условие дд„р/д() ( О.
На рис. 22.6 экспериментальные данные представлены в виде зависимости критерия устойчивости /г от комплекса 0 )/д (р' — р")/о. Как видно, весьма разнородные по размерным параметрам данные удовлетворительно описываются одной и той жс кривой для данной геометрии нагре- "1'(Гар да у,в у,а а,в а,в а,ч а (а' В В ~ Вауааач В В а Вава(а' г В ~ аауВ(ат 2 В С ВВ7В(аз з уя77Фу Рпс. 22.8. Карта влияния размеров нагревателя на йар при кипении в условиях свободной коивекпии. Опыты на воде, зтаноле, бензоле, спирто-водной смеси (8= =(сб/г) (р'/р")зя — комплекс, учитывающий влияние недогрева жидкости до темпера.
туры насыщения]; 1 — участок тепловзолвровап сказу; у — участок теплопзолвровав сверху вателя (включая в это понятие и ориентацию относительно вектора силы тяжести). Таким образом, можно считать, что автомодельность кризиса кипения относительно размера нагревателя в условиях свободной коивекции для горизонтальных цилиндров имеет место прн ху ) 2)у о/д (р' — р") и для вертикальных цилиндров при Т) ) 0,5)х'о(д (р' — ра). Максимальное значение критерия 1е для горизонтального цилиндра имеет место при 0,2 < 0) д(р' — р" /о ( 0,8. Как видно из рнс. 22.7, при кипении на тонкой проволоке пузыри обволакивают в месте своего возникновения весь нагреватель, чем резко ухудшают локальный теплообмен н вызывают пережог, отождествляемый с кризисом кипения.
Полная картина влияния размеров нагревателя на первый критический тепловой поток при кипении насыщенной и недогретой жидкости в условиях свободной конвекции приведена на рис. 22.8 по данным, полученным автором, И. И. Гогониным и Н. В. Валукиной. 309 22зи ПЕРЕХОД ОТ ПЛЕНОЧНОГО РЕЖИМА КИПЕНИЯ К ПУЗЫРЬКОВОМУ РЕЖИМУ (ВТОРОЙ КРИЗИС РЕЖИМА КИПЕНИЯ) Второй кризис (прекращение пленочного кипения) выражается в распад парового слоя и установлении на поверхности нагрева нормального пузырь. кового кипения. В момент нарушения парового слоя в нем наблюдаются сильные пульсации. Поэтому можно полагать, что в данном случае устойчивость паровой пленкк связана с соотношением динамических воздействий, пропорциональных р м', и сил тяжести и поверхностного натяжения, т.
е. также определяется вели. чиной критерия устойчивости А. Однако вследствие различий в начальных структурах двухфазного гранкв ного слоя значение А, должно быть отличным от А,. При пленочном режиме кипения поверхность раздела фаз, а следователькц и свободная энергия двухфазного граничного слоя меньше, чем при пузырь. ковом кипении.
Поэтому, если скорость парообразования достаточна для ркв. номерного питания уже возникшего сплошного парового слоя, последний бе. лее устойчив, чем двухфазный слой при пузырьковом кипении. Следователь но, при кипении в условиях свободной конвекции имеют место соотношеикк (о»р' ' л ". ) (-"' =-"" ') (и4о По имеющимся опытным данным, константа в этом уравнении близка к 0,2; при вынужденном течении роль поверхностного натяженияуменьшается и кон.
станта стремится к единице. 22.2. КРИТЕРИЙ УСТОЙЧИВОСТИ ДВУХФАЗНОГО ГРАНИЧНОГО СЛОЯ ПРИ БОЛЬШИХ СКОРОСТЯХ ТЕЧЕНИЯ ЖИДКОСТИ Мерой относительной скорости течения жидкой компоненты двухфазного котока во многих случаях целесообразно считать модификацию числа Фрудк Ръ=й~'Ь =~'Ра, (22.5.!) где ша — приведенная скорость жидкости, т.
е. объемная скорость жидкой компоненты, отнесенная к полному сечению канала. При Рг -+.0 имеет место первый предельный случай — свободная конвекция, основные законы которой для кипения в большом объеме жидкости рассмотрены выше. При Рг )) 1 кинетическая энергия жидкой фазы существенно превышает воздействие сил тяжести и поверхностного натяжения (второй, достаточно простой предельный случай).
Рассмотрим обтекание пластины неограниченным потоком жидкости, средняя температура которой меняется так, что становится равной температуре насыщения только вблизи выходной кромки. Тепловой поток, подводимый к пласти. не, равен критическому значению при заданных параметрах потока Т' = Т", Таким образом, в этой схеме устойчивый паровой слой может возникнуть только около выходной кромки, а основной поток не загроможден паровыми пузырями.
На пластине развивается турбулентный пограничный слой жидкости, толщина которого пропорциональна скорости в степени, существенно меньшей единицы. С другой стороны, отрывной диаметр паровых пузырей при больших скоростях течения обратно пропорпионален динамическому напору потока. Следовательно, при Рг )) 1 б!))о кв' э (22.5.2) т. е.
можно теоретически представить такое течение, в котором размеры пузырей существенно меньше толщины пограничного слоя. Кризис теплообмеиа наступает при вытеснении жидкости, находящейся между возникающими на 310 стенке паровыми пятнами, и появлении вследствие этого сплошного слоя пара. Последний будет наиболее устойчивым, если в момент выброса пристенного слоя жидкости продольная компонента скорости течения жидкости около стенки будет минимальной.
Эти условия аналогичны тем, которые имеют место при оттеснении пограничного слоя от проницаемой поверхности, Как показано в гл. 21, при и -~ О критический вдув через проницаемую по. верхность определяется формулой )нр = 2с~, ро ай. (22.5.3) Если паросодержание пристенного двухфазного слоя есть чэн, то действительный поток, выбрасываемый в момент кризиса, )н = 1 (1 т*).
(22.5.4) Энергия, необходимая для создания потока /н, берется за счет кинетической энергии генерируемого пара. Полагая (22.5.5) получаем формулу С. С. Кутателадзе и А. И. Леонтьева: Ч р-2сы Рн(1 %,)г1 р р шо. (22.5.6) Отсюда с точностью до множителя сЪЧэ» (1 — ~р ) находим критерий устойчивости вида (22.5.7) Физический смысл этого критерия ясен — он представляет собой меру отношения динамического потока газа (пара) к энергии, необходимой для ускорения частиц жидкости, отбрасываемых от стенки, до скорости основного потока.
Поэтому этот критерий имеет более общее значение, чем данный выше его вывод в приложении к возникновению кризиса при кипении. 22.6. ВЛИЯНИЕ НЕДОГРЕВА ЖИДКОСТИ ДО ТЕМПЕРАТУРЪ| НАСЫЩЕНИЯ НА КРИТИЧЕСКУЮ ПЛОТНОСТЪ ТЕПЛОВОГО ПОТОКА Для возникновения паровой пленки на поверхности нагрева, погруженной в жидкость, средняя температура которой ниже температуры насыщения, необходим тепловой поток не меньше того, который требуется для создания критической скорости парообразования в насыщенной жидкости и поддержания на поверхности пленки температуры насыщения.
Запишем этот поток в виде суммы: д„п ж днпн+аА1, (22.6.1) где д„р, — критический тепловой поток в насыщенной жидкости; а — коэффициент теплоотдачи от поверхности паровой плевки к потоку жидкости, определенный по разности энтальпий; А( = 1 — Т вЂ” разность энтальпий жидкости при температуре насыщения и температуре ядра потока. При ср — — сопз1 А1 = ор (Т" — Т), где д Т" — Т вЂ” недогрев ядра потока жидкостй до температуры насыщения. Отсюда Чнр=Чнр1г(~р ~ 1+сэМЧ~р ° (22.6. 2) Допустим, что на поверхности пленки возникает квазистационарный пограничный слой жидкости.
При в ж О можно считать этот слой ламинарным и полагать, что 31 Ргн (эе 1/2 (22.6.3) 311 л -4„!!е'и ! ! !49 — е"! " ! и Прандтля равен — 1/2 по схеме обтекания лобовой точки и — 2/3 по схеме пограничного слоя на пластине. Тогда из уравнения (22.6.2) полу. чим , те(р /, )З/4 А /С (22.6А) где ь =сопз1 Рг" Аг !44. Другая схема была предложена Трайбусом и Зубером. Ниже дается ее несколько модифицированное изложение. ы 3 г * с сг су 64 йс сруг Рис. 22.9. Относительное изменение д,м при кипении в недогретой жидкости (свободная конвекпия) по опытам С.
С. Кутателадзе и Л. Л. Шнейдермана: сьыраы Π— а=98 10' па, о — р=19,8 !О' па, ° — р=49.10' па, Π— р= !8,8 ° 10' Па; аодел с — р=98 ° !0' Па, а — р=99.10' Па; иаооктан: о— Р=98 ° 1О' Па Допустим, что слои холодной жидкости, проникающие к поверхности паро. вого слоя после отрыва от него очередного пузыря, прогреваются за счет молекулярной теплопроводности. Из теории теплопроводности известно, что плотность теплового потока на поверхности полуограниченного тела при мгновенном увеличении температуры на величину д 4/= 2б)Г)ьсрб (22.6,5) Отсюда средняя плотность теплового потока на границе раздела фаз за период = 1/(/, где (/ — частота образования пузырей, 4/,р — — 26 3/)4' с' Р'/(/.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
