Глава X. Теплообмен при кипении и конденсации (1013639), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Эксперименты показали, что при д, близких к д„р„центральная часть парового пятна может оставаться несмоченной в 1О и более раз дольше времени роста пузыря. Анализ этих экспериментов с учетом нестационарного взаимодействия жидкости и пара со стенкой позволяет заключить, что ~„р, должно, например, быть пропорционально б = рс/т, а = т /Р, (рсХ) ./(рсХ), а также зависеть от распределения источников тепла в нагревателе и его геометрии.
Здесь 6 толщина стенки; /1 — максимальный радиус сухого пятна под пузырем; т — время его достижения. Когда кризис определяется термодинамическими причинами, то он характеризуется не значением д„рм а значением (Т„р,— — Т,). Таким образом, кризис пузырькового кипения, как и само пузырьковое кипение, помимо гидродинамических явлений в значительной мере определяется условиями локального нестационарного теплообмена между стенкой, жидкостью и паровым пузырем и возможностью контакта жидкости со стенкой. В свете сказанного о механизме кризиса пузырькового кипе- ниЯ можно объЯснить влиЯние недогРева жидкости на дзр~ Из 2вв экспериментов известно, что отрывной диаметр Т7о и время жизни пузыря тр на стенке с увеличением недогрева жидкости убываег, Следовательно, для возникновения паровых пятен и увеличения температуры стенки в них выше Т,р требуются значительно бОЛЬШИЕ ТЕПЛОВЫЕ ПОТОКИ.
ПОЭтОМу бкр, раСтЕт С рОСтОМ НсдОГРЕВа жидкости как по этой причине, так и вследствие роста теплового потока, идущего только на нагрев жидкости. Ограниченность гидродинамических теорий кризиса проявляется и в характере зависимости дир, от величины ускорения гравитационного поля. Существующие эксперименты показывают, что теплоотдача в области развитого пузырькового кипения практически не зависит от величины ускорения д гравитационного поля. Это объясняется тем, что подъемные силы играют второстепенную роль в процессе роста и отрыва паровых пузырей. Отношение влияния инерционных и подъемных сил в этом процессе можно характеризовать числом Фруда: 377Ча+ 77аЛ 2 [1Ты — Та1 г рж 01з ~е где Й, Й и 1т — соответственно текущий радиус, скорость в ускорение роста парового пузыря, Даже в земных условиях при д/йв = 1, р = 0,1 МПа, Т вЂ”.Т, = 9К и гс = 0,127 мм значения числа Фруда по данным Кларка для жидких водорода, кислорода, азота и воды соответ.
ственно будут: 352, 545, 452 и 13 900. Следовательно, для пред- СтаВЛяЮШИХ ПраКтИЧЕСКИй ИНтЕрЕС уСКОрЕНИй йуато = 0 ... 15 ВЛИ- яние подъемных сил на рост пузыря пренебрежимо мало, и по- ~ЕЕ;':-=2 этому влияние ускорения .'=б'Д - — 'Ь На ркр НЕ дОЛжНО ПрО- являться. 1 Гидродинамические же иаков теории возникновения кризиса приводят к следу- 2 и ющей зависимости: ===- — —:" =®'" 7 7 (! 0.14) с Эти соотношения построены для горизонтальной бесконечной пластины, а для других случаев могут иметь более сложную зависимость.
При вынужденном течении кипящей жидкости в Рис. 10.8. Схема режимов течения двух- фазного потока в горизонтальной трубе: 7 — пувырькавый; а — пробковый; а — стра- тиоицированный (расслоениыйп а — волно- вой; а — сиарндный; 6 — кольцевой; 7— днсперсный 256 г г у Р . 10.9. Схемы речкнмоп течения Апьхфвапого потока и вертикальной труппе Рнс. т — пувырьковый: й — еиаряниый; а — полуипльцевой; Е кольцевой: а — Пиепероиый каналах д„рт зависит от гораздо болыпего числа параметров, чем в большом обьеме. Значительное влияние, в частности, на значение д„рт оказывают гидродннамическая структура двухфазного потока (так называемые режимы течения) и гидродинамика конкретной магистрали (возникновение колебаний расхода и т.
п.). Наиболее типичные оежимы течения соответственно в горизонтальной и вертикальной трубах представлены на рис. 10.8 и 10.9. Накоплен достаточно большой экспериментальный материал. Однако он не получил еше удовлетворительного обобщения из-за недостаточной изученности механизма кризиса и зависимости его от многих факторов. дкпх/Ггп~ ап(рьч — рп)3 = 0,0145 ~ г ( — )1 л в = йеЪ Вм — ап ° ." ' ° е С Хам= 600 ... 4 10' (гг (ры/рп) — скорость жидкости на входе в трубу). Существующие эмпирические зависимости применимы лишь для частных случаев, но даже при этом они не всегда между собой согласуются, Имеются попытки составления таблиц для наиболее распространенных каналов и теплоносителей (например для воды в трубах). Использование критериальных зависимостей, полученных на воде для криогенных жидкостей, дает результаты, на порядок превышающие экспериментальные значения.
Исследование кризиса пузырькового кипения при вынужденном течении является актуальной задачей дальнейших исследований. 10.8. ПЕРЕХОДНОЕ КИПЕНИЕ При переходном кипении (область !11 на рис. 10.7) на поверхности нагрева в каждый момент времени имеются смоченные и сухие участки, а каждая точка поверхности попеременно контактирует то с жидкой, то с паровой фазой.
Фактически, как отмечалось при анализе кривой кипения на рис. 10.7, область переходного кипения лежит между точками и и уев. 257 0 Авпуевокий Из анализа экспериментов в среднем (҄— Т,)/(Т„рт — Т,) = 0,78 и д„/д„р, —— 0,86 (10.15) Однако экспериментальное определение точек и и и, и, следовательно, д„, Т„, д„, и Т„, крайне сложно, поэтому обычно фиксируют и принимают за границы переходного кипения точки С и Р и соответствующие им значения д„р „Т„„, и д„з „Т„э,. Обобщение опытных данных дает в среднем (Т~,д Тву(Тнрз Та) = 0 6 и о„р1/п„рз = — 0,2. (10.16) Можно следующим образом представить физический механизм переходного кипения. При высоких значениях температуры стенки Т жидкость отделена от поверхности нагрева пленкой пара (область устойчивого пленочного кипения).
С уменьшением Т паровая пленка сгановится более тонкой, при этом развитие колебаний границы раздела фаз может привести к контакту жидкости с поверхностью нагрева. В месте контакта с горячей стенкой жидкость прогревается. По достижении определенного перегрева прилегающего к стенке слоя жидкости происходит возникновение устойчивых зародышей паровой фазы.
Лалее паровые пузыри растут, сливаются в сплошную пленку и оттесняют жидкость от поверхности нагрева. Образовавшаяся при этом паровая пленка оказывается гидродинамически неустойчивой, что приводит к возникновению очередного контакта жидкости со стенкой, и процесс циклически повторяется. По мере уменьшения температуры стенки увеличивается длительность контакта жидкости с поверхностью нагрева и интенсивность теплоотдачи в переходной области кипения возрастает от низких значений, характерных для пленочного кипения, до высоких значений, характерных для пузырькового кипеиня. При дальнейшем снижении температуры поверхности нагрева число образующихся паровых зародышей уменьшается до такой степени, что растущие паровые пузыри достигают отрывного размера прежде, чем происходит их слияние, и переходное кипение сменяется устойчивым пузырьковым кипением. В области переходного кипения средняя по времени интенсивность теплоотдачи на каждом участке поверхности нагрева зависит от средней длительности его контактов с жидкой н паровой фазами кипящей среды и от характеристик теплообмена на каждом этапе циклического процесса.
Созданная на основе изложенного физического механизма теория переходного кипения включает математические модели трех процессов, определяющих возникновение и прекрагдение контактов жидкости с поверхностью нагрева: развитие гидродинамической неустойчивости границы раздела фаз пар — жидкость' прогрев жидкости в месте ее контакта с поверхностью нагрева: возникновение и рост паровых пузырей до их слияния в сплошную цленку. эвв Анализ гидродинамической неустойчивости паровой пленки позволил получить зависимость коэффициента нарастания амплитуды доминирующей волны р от определяющих параметров процесса.
При определении длительности сугцествования неустойЧИВОй ПарОВОй ПЛЕНКИ Гп ПрИНИМаЛОСЬ, ЧтО ЗНаЧЕНИЕ Гп ОбратНО пропорционально коэффициенту нарастания амплитуды доминирующей волны рп и зависит также от температурного напора, недогрева и других условий, определяющих среднюю толщину паровой пленки. Длительность первой стадии контакта жидкости со стенкой ), (прогрев жидкости за счет теплопроводности) определялась на основе расчета температурных полей в месте контакта из условия достижения перегрева, необходимого для образования устойчивых паровых зародышей: а Т,'(1+сопй) гТ Т Р„Р„(Т, — Т,)а (,Т, — Т,/' где и — коэффициент поверхностного натяжения; 6 — краевой угол смачивания; р, — плотность пара; гп — скрытая теплота парообразовання; а.„— коэффициент температуропроводности. Анализ процесса роста и слияния паровых пузырей опирался на известные из теории пузырькового кипения эмпирические соотношения для поверхностной плотности центров парообразования и скорости роста пузыря.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
