Глава X. Теплообмен при кипении и конденсации (1013639), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Поэтому предполагается, что решающее значение имеют условия распространения тепла в жидкой фазе. В систему уравнений включены: а) уравнения энергии, движения и неразрывности для несжимаемой жидкой фазы; б) уравнения движения и неразрывности для несжимаемого пара; в) условия теплового взаимодействия на границе раздела фаз (индекс з): "ж ( з ) =гор~" (10.8) Х (дт) з/ 2яя~ (10.9) Т Т+ Т (Рм — Рв) ~ 2эр гпямэь 1 Ч (Рж — Рп) 247 снижается (до 1 ... 20 Гц) и заметно растет с ростом теплового потока. При кипении щелочных металлов м значительно меньше, чем иа воде при одинаковых д и р!р„р, очевидно, из-за большего значения (рсХ) ~(рсА)„. С увеличением теплового потока, а точнее с увеличением (Т вЂ” Т,), возникают условия для активации новых центров парообразования и, следовательно, их число растет.
в которых уравнение (10.8) представляет собой равенство тепло- вых потоков по обе стороны границы раздела фаз (где и „вЂ” скорость пара по нормали л к поверхности раздела), а уравнение (10.9) определяет температуру насыщения на границе с учетом кривизны поверхности Й и кинетики испарения; г) условия механического воздействия на границе раздела фаз: дп )в 1 ж ( д» )в' 2а р,„=р, + —; и„,=и „ где ижж и, — скорости пара и жидкости на границе раздела; д) масштаб для отрывного радиуса пузырей Яо р ~/ Рж Рп в(В ж ). е) величина мнкрошероховатости 61 и ее распределение по размерам пв по поверхности и др.; тогда, пренебрегая влиянием вязкости пара, получаем при заданном ЬТ = ҄— Т, Ип=(',)' Рг, ( ' 2 Рп О пжо1о Рж / п(р — р ) 1~ ~пж 1/ й (Рж — Рп) (10.10) При задании плотности теплового потока д„на стенке в ураввпрп пение (10.10) вместо параметра пр' войдет пж пв Рж вор~аж о' й (Рж — Рп) В уравнении (10.10) Кв— сжгпр» Ъ''Ыа (Рвп — Рп) Кр — — ', иво — характерная скорость жидкости; Р Ъ'а (р — р.)  — угол смачивания; 1, — характерный размер; гп — теплота преобразования.
В большом объеме обычно принимают 12 »(Р Р)' В уравнении (!0.10) Хп = вх1,/)ож; а = г),1~(҄— Т,); 248 Ряд исследований строит расчетные уравнения из различных упрощенных, но конкретных представлений о механизме пузырькового кипения. Такие формулы носят полуэмпирический характер: содержащиеся в них константы находятся нз эксперимента. Дополнение уравнения типа (10.10) законом соответственных состояний приводит для случая развитого пузырькового кипения н большом объеме к уравнению В.М.
Боришанского: ьз н,,~,,м — — 190 ( — ) ) 1+ 4,55 ( — ) ' где М вЂ” молекулярная масса. По другому методу одной из важнейших характеристик является средняя скорость роста паровых пузырей, равная произведению отрывного диаметра 21т, = Р, на частоту отрыва пузырей в. Тогда для кипения в большом объеме ~ ~'...'-, =' (.А-)" (ЖГ" где экспериментально определяемой величиной для конкретных условий как раз и является Р,.
Каждый из рассмотренных методов обобщения опытных данных по теплоотдаче при пузырьковом кипении в большом объеме насьпцениой жидкости фактически основан на учете лишь одних сторон процесса кипения при игнорировании других. Поэтому, несмотря на то, что результаты такого обобщения представляются часто в критериальном (безразмерном) виде, они носят достаточно частный характер, зависящий от условия проведения эксперимента. Так, например, все рассмотренные методы ие учитывают нестационарного теплового взаимодействия жидкости со стенкой в процессе росга паровых пузырей на стенке. Расчеты с опытом по иим расходятся для сочетания материала стенки и жидкости с заметно отличными значениями отношения (рею) /(рсХ), Вообще, неучет нестационариых аспектов пузырькового кипения может приводить к существенным ошибкам при расчетах.
Рассмотренные зависимости, как правило, не учитывают также шероховатости поверхности, угла смачивання и др. Для развитого кипения натрия, калия и цезия в большом объеме иа металлических стенках даются единые эмпирические зависимости: ,, =с(' — ), зм ( ~АКР )пз ~ Ркр I оТ- где С = 8 и п = 0,45 при р,/р„= 4 10 ' ...
10 ', С = 1 и а = = 0,16 при р./ркр = !О з "2 10 а. Заметным шагом вперед является полуэмпирическая зависимость, полученная для насыщенных обыкновенных и криогенных жидкостей Е. В. Аместистовым и В. А. Григорьевым. Эта зависимость получена на основе анализа развитой ими модели роста 249 парового пузыря, учитывающей тепловое несгацнонарное взаимо действие пузыря со стенкой и наличие парового пятна в основании пузыря, Сочетание анализа этой модели с приближенной теорией Д. А. Лабунцова позволило получить с точностью до коэффициентов вид расчетной зависимости. Коэффициенты были найдены из экспериментов, что позволило представить расчетную зависимость в следующем виде: 0 0 10-с Л )псспрп (Тж Тс) ( 1 + спрппж А -1- С пжпжтз 1 ) ю(Тж — Тп) 1' (10.11) где ~/(рсх) спрп $~(рсх) „ + ~г ~0,5 ~„(6,) — — '1 4- ' )п(6,) х Т вЂ” т, ЗОО )З 4Х (Тп — Т,) спрп ~/(рсх)ж ~ срп х (1 — )+0,5 1,с - — зш(-',' К т .
~' (рсх)ж )Сп~п О ) ' У (рсх)ж ~! (61) = ~с2 (61) з!п 6П 6, — динамический (в процессе роста пузыря на границе сухого пятна) угол смачивания. Из опытов для обыкновенных и криогенных жидкостей 6, ж 60'. Формула (10.11) получена для достаточно толстых (а„т /6" < ( 0,25) поверхностей нагрева с обычным классом шероховатости. Она хорошо учитывает влияние сочетания теплофизических свойств жидкости и стенки, которое особенно сильно сказывается при кипении криогенных жидкостей.
1З.З. РЕЖИМЪ| ТЕПЛОС'БЕМА ПРИ ПАРООБРАЗОВАНИИ В УСЛОВИЯХ СВОБОДНОЙ КОНВЕКЦИИ В предыдущих разделах было показано, что процесс пузырькового кипения определяется многими факторами (количеством растворенного газа в жидкости, адсорбцией газа на стенке, шероховатостью стенки, сочетанием теплофизических свойств жидкости и стенка, углом смачивания, давлением, взаимодействием растущих пузырей друг с другом, характером свободяой конвекции, недогревом жидкости, размером и ориентацией в гравитационном поле поверхности нагрева и др.). При таком множестве определяющих параметров и сложном характере влияния их на процесс пузырькового кипения точный учет каждого из них практически невозможен, тем более, что многие из определя- ВБО ул!г ЯгГгг рно.
!О.у, Кривая кипения насыщенной хцндкости в условиях свободной кон- ' вшгдии! ! — теплосъем ковеекпвй прв вебольшвх перегревах нгвдксств ве теплоотдающей поверхности; 1! — теплосъем прв пузырьковом кипенна; Па я 116 — теплосъем при не большой и большой плотности действующих центров парообраэоеавя» соответственно; 111 — теплосъем при переходном кипения; !р — теплосъем пря пленочном квпенив; 1ра и Грб — вклад и перенос тепла вэлученисм мал и значителен соответственно; С— переход ат пузырькового каления к плеяочиому,' Π— переход от пленочного кипение к пузырьковому цри О = сопы; и — граница между развитым пузырьковым кипением и переходнмм;и, — граница между развитым пленочным иипеиием в переходным! Э пуз' Э плотност» тепловых потоков прн пуэырькоэом. «ереходвом и пленочном киоеннв соотеетотэеввО ющих параметров заранее вообще бывают неизвестны.
Поэтому к исследованию пузырькового кипения с самого начала приходится подходить как к случайному процессу, реализация которого в том или ином виде носит вероятностный характер. Следовательно, важно изучать механизм пузырькового кипения и в ряде случаев методами математической статистики оценивать условия реализации различных его режимов и границ их существования, Именно это позволит с достаточной для практики надежностью построить инженерные методы расчета теплоотдачи в каждом из режимов кипения и методы определения условий перехода одного режима в другой, Режимы теплосъема при парообразовании в условиях свободной конвекции обычно иллк!стрируют с помощью кривой кипения насыщенной жидкости в кооРдинатах 1д 11ю, !д (Тм — Т,) = = 1д ахТ, показанной на рис. 10.7.
Однако эта кривая не исчерпывает возможных режимов кипения, особенно пузырькового. Она соответствует кипению таких жидкостей, как вода, и наиболее вероятному в обычных условиях характеру смены режимов кипения. Рассмотрим различные области температурных напоров на кривой кипения 1см. рис. 10.7). В области температурных напоРов 1 при небольших перегревах жидкости у стенки теплосъем осуществляется свободной конвекцией. Нагретая жидкость всплывает к свободной поверхности раздела фаз и там охлаждается путем испарения. Область температурных напоров 1!а — неразвитое пузырьковое кипение с малой плотностью действующих центров парообра- 251 ' зования.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
