Основы теории теплообмена Кутателадзе С.С. (1013620), страница 65
Текст из файла (страница 65)
В ослабленном виде этот эффект наблюдается и при кипении неметаллических жидкостей под низким давлением. 8105 н 2 105 0чу 2 ' 8 8 т-' 2 ч 8 8 10' Р10аяа Рис. 22.24. Опытные данные по критическим тепловым потокам при кипении натрии: ;' — денные Б.и.
субботина, Г.н. сорокина и дрл Π— данине панса и лурье. б — данные Кесвела и Бальшисера;! — расчет по формуле 122.15.51; Ы вЂ” рычетяая кривая при бт р —— 3,5 ° 1С* для минимальямх тепловых потоков, прп которых яра вскипанне приводит к пленочному кипению Допустим, что тепловой поток, отводимый в момент кризиса теплопроводиостью через жидкость, определяется формулой теплового удара, т. е. а)м — АТм (Х' С'О','1) '12, (22. 10.
1) где раТ вЂ” разность температур, определяющая теплопроводность в толщу жидкости. !! Бак. 755 321 и/и г Е /и' пм. и 4 /П-" г 4 П П/ПЛ г 4 П П/П' гр/П'Пп Рис. 22.25. Опытные данные по критическим тепловым потокам при кипении цезии: Π— данные В.И. Субботина, Д.Н. Сорокина и др.; о — данные авторов; 1 — расчет по формуле (22.19.9); М вЂ” расчетная кривая при ат =-З,а 1б' для минимальных ир тепловых потоков, при которых вскипание приводит к пленочному кипению Полагая, что характерное время тепловых импульсов имеет порядок вре.
мени пробсга капиллярных волн в модели нормального гидродинамическогб кризиса кипения, запишем: 6 о1/4 (22.10.2) 811/2,3/4 ( )1/4 и если ЛТ'„— ЛТк,, то при р')) р" 47 н««9/1б Т 1/2 ()ь«с )1/4«уз/1б р 7/!б (22.10.3) Суммарный поток (22.10.4) «/кр «/кр,. + Чм. По имеющимся опытным данным можно принять (без поправки на М ) при Рг (( 1 «/кр, ж 0,14гР'/2 (ой»Р')1/4+ 170пз/19 Т"'/2 (Х' с')'/4 оз/'б Р'7/'б. (22.10.5) На рис. 22.24 и 22.25 приведены экспериментальные данные, подтверждаю. щие, что при нестабильном кипении щелочных металлов первые критические тепловые потоки лежат между рассмотренными выше пределами.
СПИСОК РЕКОМЕНДУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ 1. Авксентюк Б. П., Кутателадзе С. С. Неустойчивость режима теплообмена на поверь постах, обедненных центрами парообразования.— «Теплофизика высоких темпера. тур», 1977, т. 15, № 1, с. 115. 2. Бобрович Г. И., Гогоннн И. И., Кутателадзе С. С. Влияние размера поверхности нагрева на критический тепловой поток при кипении в большом объеме жидкости.— «урн.
прнкл. механ. и техн. физл, 1964, № 4, с. 137. 3. Бобрович Г. И., Кутателадэе С. С. Влинние концентрации спирто-водяной смеси на критическую плотность теплового потока.— «Журн. прикл. механ. и техн. физ», 1964, № 2, с. 146. 4. Вопросы теплообмена при изменении агрегатного состояния. Сб. статей под обш, рех С. С. Кутателадзе.
М.— Л, Госзнергоиздат, !953. 5. Вопросы теплоотдачи и гидравлики двухфазных сред. Сб. статей под обш. реа. С. С. Кутателадзе. М.— Л., Госзнергоиздат, 196!. 6. Исследование теплоотдачи к пару и воде, кипящей в трубах при высоких давлениях. М., Атомиздат, !958. 7. Исследование критических тепловых потоков в пучках стержней. Семинар ТФ-74. М., Ин-т атомной энергии им. И. В. Курчатова, 1974. 8.
Котлотурбостроение. Тр. ЦКТИ, вып. 57 — 59. Л., !965. 9. Кризис теплообмена при кипении в каналах. Сб, статей, Обнинск, ФЭИ, 1974. 10. Кризис теплоотдачи в трубах. Е-11, ОБ-!7, ФЭИ, 1976. 322 11 Кутателадзе С. С., Москвичева В. П. О связи гидродинамнки двухкомпонентного слоя с теорией кризисов в механизме кипения.— <Журн. техн. фнэ», 1959, т. 29, № 9, с. 1!35. 12, Маленков Н. Г. Критические явления в процессах барботажа и кипения.— «Журн. прикл.
механ. и техн. физ.», 1963, № 6, с. !66. 13, Орнатский А. П., Винярский Л. С. Кризис теплообмена в условиях вынужденного движения недогретой воды в трубках малого диаметра. — «Теплофизика высоких температур», 1965, т. 3, № 3, с. 444. 14. Орнатский А. П. Обобщение опытных данных по гидравлическому сопротивлению при поверхностном кипении.— «Журн, прикл, механ. и техн.
физ., 1965, № 3, с. 113. 15. Поварнин П. Н., Семенов С. Т. Исследование кризиса кипения при течении недогретой воды в трубках малых диаметров при высоких давлениях. — «Теплоэнергетика», 1960, № 1, с. 79. 16. Рекомендации по расчету кризиса теплоотдачи при кипении воды в равномерно обогреваемых круглых трубах.
Научный совет по комплексной проблеме «Теплофизика», препринт 3 — 004, БТД ОКБ ИВТАН, 1975. 17. Штоколов Л. С. Опыт обобщения данных о критических тепловых потоках при кипении жидкостей в области больших скоростей течения. — «Журн. прикл, механ. и техн. физ.», 1964, № 1, с. 134. 18. Штоколов Л. С. Кризис теплообмена при кипении этилового спирта в области больших скоростей течения.— «Инж.-физ. журина 1964, т. 7, №!2, с. 3. !9. Сшпо М.
Е!етепН й 1еггпо1есп!са бе! геаНоге. Кота, С. Х. Е., 1971. 20. »асйе1 Н. 8., Коагту Я. О., Ее«Ье з. Е. !пче«ПдаПоп о1 Ьпгпопг Ьеа1 Ппх 1п гес1апйп1аг сЬаппеН а1 2000 р»1а. — «ТгапзасПопз АБМЕ», 1958, ч. 80, Ы 2, р. 391. 21. 8«ша С. Е., Айгйгй С., Ечапз-Ьийегодт К. О. «Лпт1аПоп а1 роо! ЬоП!пй Ьеа1 1гап«1ег Ьу йаз 1п!есПоп а1 1Ье !п1ег1асе.
— «!п1егп. 3. Неа1 апб Маш. Тгапз1ег», 1963, ч. 6, Ы 6, р. 513. 22. чап 81га!еп $. %агт1еочегдгас№ аап йо!«епбе Ьгпаге ч1ое!з11о1гпейезе!з. %арен!пдеп, 1959. 23. %аПН С. В. Боте Ьубгодупат!с азрес1» о! 1«чо рЬазе Нотч апб Ьо1Ппй.— «1п1егпа11опа! Рече!ортеп1з 1п Неа1 Тгап»1ег». Ргос. 1961 — 62 Неа1 ТгапЫег Соп1. Р1. 2. Ыечг Уог!«, Атег. Яос. МесЬ. Епй., 1961, р.
319, 24. ХнЬег Х. Нудгобупатгез азрес1з о1 Ьо!11пй Ьеа1 1гапз1ег. АЕСт7, 439, 1959. 25. Хпйег Х., Тг1Ька М., %еагла1ег Я. %. ТЬе Ьудгодупапис сшзН гп роо! Ьо1!1пд о1 за1пга1еб апб зпЬсоо!ед 1!йн!дз.— «1п1егпа11опа1 Вече!ортеп1« !п Неа1 Тгапз1ег». Ргос. 1961 — 62. Неа1 Тгап«1ег Соп1. Р1. 2. Ыечг г"огй, Атег. Бос. МесЬ. Епй., 1961, р. 230. Пава ЭЛЕМЕНТЫ МАГНИТНОЙ ТЕРМОГИДРОДИНАМИКИ 2ЗЛ. ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ Проводящими жидкостями являются расплавленные металлы, котора« практически можно считать несжимаемыми, электролиты и плазма.
Если прс водящая среда пересекает магнитные силовые линии, то в ней индуцируетс« электрический ток, что приводит как к изменению магнитного поля, так к « появлению пондеромоторной объемной силы в среде. Возникает также допщ. нительный механизм диссипации энергии за счет джоулева нагрева. Течение проводящей среды в магнитном поле описывается системой урзв пений магнитной гидродинамики. Для несжимаемой жидкости с постоянно1 электропроводностью и вязкостью система уравнений имеет вид: — = — +(в угад) Н=(Нягад) в+т)Ч«Н. Й д« р — "=йр — дгад р+рчЧ««ч+ р«(го1 Нх Н); Ш д1чН=О; )= 1Н; д!ч«ч=О; рТ вЂ” = р — — — ~ = р [Ч«г⫠— 2ъч (Ч««ч) — (го(в)') + ж «и «л + д(ч (Х угад Т) + — (го1 Н)«.
о (23.1,1) Здесь Н вЂ” напряженность магнитного поля; р — динамическая вязкость; «1 = 1/р«о — коэффициент магнитной диффузии, или коэффициент магнитной вязкости; р, = 4п 10 ' кг м/К' — магнитная проницаемость; о — провадимость; Я вЂ” энтропия единицы объема. Первое из этих уравнений (уравнение индукции) получено в результате ис.
ключения плотности тока 1 и электрического поля Е из уравнений электроданамики и описывает влияние поля скоростей ч«на магнитное поле Н. При м = = 0 оно принимает вид дН/д/= «)Ч«Н, (23.1.2) т. е. становится аналогичным уравнению диффузии. Для идеально проводящей среды (о -+ оо, Ч -~ 0) уравнение индукции переходит в уравнение дН/й1 = = (Н ягад )ю, или 324 дН/д/= — го1(в хН).
(23.1.3) Это уравнение эквивалентно уравнению для вихря скорости го( в = 0 в гид. родинамике невязкой жидкости, которое означает, что вихревые линии два. жутся вместе с жидкостью. Следовательно, из уравнения (23.1.3) следует, что линии магнитного поля Н движутся вместе с веществом. Этот эффект известен как эффект «вмороженности> магнитного поля в идеально проводящую среду. В общем случае движущейся жидкости с произвольной проводимостью эффект диффузии, описываемый членом «1г7'Н, и эффект «вмороженности», описывае мый членом (Н ягад )м~, будут суммироваться.
Отношение этих двух членов дает безразмерный параметр 1«е„= гв!/«1, (23.1.4) имеющий структуру, аналогичную структуре числа Рейнольдса, и называемый магнитным числом Рейнольдса. Воздействие магнитного поля на движение проводящей среды описывается последним членом второго из уравнений (23.1.1).
Влияние магнитного поля можно качественно оценить, взяв отношение двух последних членов этого уравнения. Если выражение (23.1.5) )си = р, Н 1/(!ген), характеризующее отношение магнитной силы к силе вязкости, умножить на магнитное число Рейнольдса, то можно выделить так называемое число Гарт- мана: На =р, Н1 'ра!р. (23.1.6) Можно заметить, что в некоторых случаях число Гартмана является формальным аналогом числа Маха — Маиевского. Влияние магнитного поля, конечно, можно оценивать не только по отношению к вязкому члену, но и по отношению к другим членам второго из уравнений (23.1.1).
В табл. 23.1 приводится сравнение значений чисел Ке и На для некоторых сред при условии, что 1 = 1 см, реН = 10 ' Т, гн = 1 смаке. Таблица 23,1 Значения гидродинамического числа Рейнольдса, магнитного числа Рейнольдса и числа Гартмана для некоторых сред Морская вода Вещество В1 А1 Температура, К 370 370 290 470 570 280 970 Яе Кем, 10-' На, 1О-' 874 1,04 78,5 3 82',10-е 5,4 888 2,2 8,3 135 10,3 12,5 193 8,4 124 805 0,77 2,15 82 4,8 3,9 23.2. ВЛИЯНИЕ ПЕРПЕНДИКУЛЯРНОГО К ТЕЧЕНИЮ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА ГИДРОДИНАМИКУ И ТЕПЛООБМЕН В ЛАМИНАРНОМ ПОТОКЕ сп На — сь На $ гн = шо сЬ На — 1 (23.2.1) где $ = уй. Скорость жидкости на оси (9 = 0 тр сп На — 1 шо= Ф— 5На ей На (23.2.2) 326 Простейшим примером взаимодействия магнитного поля с потоком проводящей жидкости является напорное течение в плоскопараллельном канале, рассмотренное Гартманом.
Пусть ширина щели 26, а магнитное поле перпендикулярно стенкам канала. Последние могут быть как непроводящими, так и проводниками с проводимостью а„ав соответственно для толщин стенок б, и 6,. Течение осуществляется в направлении оси х. Вследствие неравномерности скоростей течения по оси у, направленной перпендикулярно к ограждающим стенкам, возникает х-компонента напряженности магнитного поля Н,. Ипдуцированное электрическое поле Е направлено вдоль оси г.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
