Глава X. Теплообмен при кипении и конденсации (1013639), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Это объясняется тем, что в реальных условиях помимо спонтанного возникновения паровых зародышей в толще жидкости существуют и другие возможности их возникновения, требующие меньшего перегрева (образование пузырей на твердой стенке, наличие примесей других газов и жидкости).
10.2. РОСТ 1!АРОВЫХ ПУЗЫРЕЙ В БОЛЬШОМ ОБЪЕМЕ ЧИСТОЙ ПЕРЕГРЕТОЙ ЖИДКОСТИ Процесс образования и роста паровых пузырей в большом объеме жидкости представляет довольно сложное явление и определяется взаимодействием многих факторов. В их числе: условия и возможности подвода тепла к поверхности пузыря на испарение жидкости; инерционное и вязкое сопротивление жидкости росту пузыря' давление в жидкости, окружающей пузырь; 242 поля температур и скоростей жидкости; ориентация гравитационного поля, а также ряд других менее существенных факторов; материал и обработка поверхности нагрева. 10.3.
РОСТ ПАРОВЫХ ПУЗЫРЕЙ НА ПОВЕРХНОСТИ НАГРЕВА ПРИ КИПЕНИИ Временем роста парового пузыря тр считают время от момента активации парового зародыша до отрыва парового пузыря от стенки. Затем в течение некоторого времени т„ называемого временем выжидания, происходит восстановление перегрева жидкости около стенки, необходимого для новой активации парового зародыша. Нет единой точки зрения иа механизм теплообменных процессов, определяющих рост паровых пузырей на стенке, однако уже накопленные опытные данные позволяют следующим образом описать этот механизм.
При отрыве паровой пузырь увлекает за собой слой перегретой жидкости, н стенка в районе центра парообразования приходит в контакт с холодной жидкостью. При этом температура стенки и жидхости в месте их контакта (на границе) примет некоторое промежуточное значение Т„р между начальными температурами жидкости Т„„и стенки Т,. Из решения одномерной задачи нестациоиарной теплопроводности для полубесконечных слоев жидкости и стенки найдем ' гэ — ~жо (10,Т) Тпо Тжо 1 + ) (рсЛ),.ц)(рсЛЫ Слой жидкости и стенку можно считать полубесконечными, если за рассматриваемое время контакта т„нх толщины 6 и 6 таковы, что критерий Го = а т„(6- < 0,25 и Ро = 6~," < < 0,25. Однако за счет подвода тепла от соседних участков стенки или тепловыделения в ней температура стенки и прилегающей к ней жидкости будет расти в течение времени выжидания.
За это время прогреется слой жидкости толщиной 6 = 'У' лп, т и снова восстановятся условия, необходимые для активации центра парообразования. ЗаРодившийся паровой пузырь отталкивает от стенки пеРегРетый слой жидкости и растет в его окружении. В период роста пузыря тепловой поток для испарения жидкости может подводиться следующими путями: 1) от перегретых с.юев жидкости, окружающих паровой пузырь с противоположной от стенки стороны (рис. 10.3); 2) от перегретого слоя жидкости, расположенного между поверхностью пузыря н стенкой (если этот слой достаточно толстый, см.
Рнс. 10.6): 243 1 2 1 Рнс. 10.4. Схема роста полусферического пузыря с испарением нз микРослоа жиДкоспт на стенке (тт ~ ( 'га ('га, ба = е )/питта): 1 — жвдкаеаь; à — вар Рнс. !0.3. Упро1неиная схема роста первого пузыря на стенке с испарением из перегретого наружного слоя жидкости: 1 — жидкаать1 à — алой варегреаой жвд. ковки; 3 — кар 3) теплопроводностью через тонкий слой жидкости, отделяющий пузырь от стенки (рис.
10,4). Прн этом имеют место нестацнонарные процессы подвода тепла от перегретых слоев жидкости, или от стенки через слой жидкости между пузырем и стенкой, к самой жидкости. В действительности могут реализовываться все три способа подвода тепла сразу, но чаще какой-либо из них преобладает. Так, при малых давлениях в жидкости нз-за малой плотности пара пузырь растет быстро и под действием инерционных сил деформируется нз сферического в полусферический, как показано на рис. 10.4.
В этом случае преобладающим является третий путь подвода тепла, который дополняется первым. Тогда зависимость радиуса полусферического пузыря от времени можно представить уравнением: рж )/а~и в/ 3 о,в ')/Рг 1/ 1- 1рсх) 111з ' У и 2 + 2 ) 1рсЛ)„ где рж (ср)ж Р'ма — Та) у,а = р 1с ) 1т,-т,) уж = Т а и Тжз — начальные температуры стенки и жидкости. Первое слагаемое — вклад от испарения микрослоя под пузырем (третий путь подвода тепла), а второе слагаемое — от охлаждения перегретой жидкости на внешней поверхности пузыря (первый путь). При увеличении давления скорость роста пузырьков существенно падает, так как растет плотность пара в них и снижается влияние инерционных сил.
Пузыри все время сохраняют сферическую форму. В этом случае подвод тепла к ним на испарение осуществляется, главным образом, двумя первыми путями. А тепло на перегрев жидкости, в основном, отбирается от стенки путем ее охлаждения в период выжидания после отрыва пузыря. 244 4 е) а) л) 1) )) л) г) Рнс. 10.5. Схема роста н начезновення парового пузыря на поверхности нагрева в недогретой жндностн Если жидкость, в которой происходит кипение, в целом не догрета до температуры насьпцения, то в процессе роста пузыря его внешняя поверхность со временем попадает в недогретые слои жидкости, и тогда на внешней («холодной») границе пузыря будет происходить конденсация пара.
Это может привести к уменьшению и захлопыванию пузыря после его отрыва или даже до отрыва. Схема такого процесса изображена на рис. 10.5, где о — скорость жидкости около пузыря, о — тепловой поток; Т, — температура насыщения. 10.4. ДИАМЕТР ПАРОВЫХ ПУЗЫРЕЙ ПРИ ОТРЫВЕ ОТ СТЕНКИ И ЧАСТОТА ИХ ОТРЫВА В ряде работ для определения отрывного диаметра пузырька, растущего на поверхности, выписываются условия равновесия сил, действующих на пузырь (или части из них): архимедовой; сцепления с поверхностью из-за поверхностного натяжения; инерции со стороны жидкости; лобового сопротивления и др. Из условия равновесия всех этих сил находят отрывной диаметр пузыря.
Это удается сделать в силу приближенного характера выражений для перечисленных сил. Можно показать, что такой подход ошибочен, так как согласно принципу Даламбера сумма всех снл, действующих на пузырь, включая силы инерции, должна равняться нулю в течение всего периода его роста. Д. А. Лабунцов предложил две предельных оценки отрывного диаметра пузыря. При больших давлениях, когда динамические эффекты малосущественны, следует использовать аналогию с отр ывом газового пузыря, медленно вдуваемого в жидкость через отверстие диаметром с(, (рис. 10,б). 245 Рис.
10.6. Схема роста сферического парового пузыря на стенке По данным опытов для вдува газа отрывной диаметр пузыря з ооа Ра=К 6 а (рж — рп) где коэффициент пропорциональности К немного меньше единицы, а да — расстояние между шероховатостями порядка нескольких микрон. 2. При очень малых давлениях определяющим является инерционная реакция жидкости. Тогда баланс сил инерции и подъемных ( к)=а(р р)у (т) где лг = Рат(г/2 — мгновеннаЯ пРисоединеннаЯ масса жидкости; 'тт (т) — переменный по времени объем сферического пузыря; тип = с(й/с(т — скорость перемещения центра пузыря (й — высота центра пузыря).
Полагая /с' та и рп (( р, получим (,за ) = 2о-гза Решая это уравнение. находим й (т) = ятз/(1 + Зп). Принимая в момент отрыва с, условие й (та) =.= /сз = Ва/2 и полагая п =- = 1/2, находим /та = 0,4кто. Экспериментальные данные ряда специалистов лучше согласуются с этим уравнением, если вместо 0,4 принять коэффициент 0,6. Частота отрыва паровых пузырей зависит от многих факторов. К ним относятся: нестационарные процессы теплообмена между жидкостью и стенкой в период ожидания; нестационарные гидро- динамические и тепловые процессы при росте пузыря; процессы, определяющие существование паровых зародышей (угол смачивания, материал и качество обработки поверхности и др.); гидро- динамическое и тепловое взаимодействие соседних центров парообразования; гидродинамические и тепловые процессы в объеме жидкости и ее потоке и т.
п. Частота отрыва от = 1/(та + 'г,) носит статистический характер и имеет закон распределения, близкий к нормальному. Экспериментальные исследования, выполненные на воде, показали, что от пракгически не зависит от теплового потока и слабо зависит от давления (при давлении 0,1 ... 2,0 МПа среднее значение от = = 35 Гц, а при 5,2 МПа — около 45 Гц). Однако при пониженных давлениях (!О ...
50 кПа для воды) частота отрыва существенно 246 !0.5. теплоотдАчА пРи пузыРькОВОм кипении В БОЛЬШОМ ОБЪЕМЕ Процесс пузырькового кипения определяется сложным взаимодействием нестациоиарных процессов роста, отрыва и всплытия паровых пузырей, теплоотдачн свободной и вынужденной конвекцией от стенок к жидкости, нестационарной теплопроводности в зоне центров парообразования и др. Не все эти процессы достаточно хорошо изучены даже для отдельного пузыря.
Еще менее изучено их взаимодействие при одновременном росте большого числа паровых пузырей. Поэтому построение расчетных зависимостей опирается, главным образом, на представление о физическом механизме процесса, на методы подобия и эксперимент. Существуют различные способы построения эмпирических зависимостей. Способ, предложенный С. С.
Кутателадзе, основан на предположении, что весь сложный процесс пузырькового кипения описывается в конечном итоге теми же уравнениями, что и для системы с одной непрерывной поверхностью раздела. Поэтому критерии подобия могут выводиться из этих уравнений для всего процесса пузырькового кипения, Дополнительно необходимо лишь ввести уравнения или параметры, определяющие размеры паровых пузырей и вероятность их распределения в пространстве, исходя из того, что сначала все тепло от стенки передается жидкости, а затем (в процессе испарения) в паровые пузыри.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
