Глава X. Теплообмен при кипении и конденсации (1013639), страница 7
Текст из файла (страница 7)
В последнем случае Т,р станет меньше величины, оцениваемой формулой (10.2!). Длительность каждого контакта и доля поверхности нагрева. контактирующей с жидкостью в данный момент времени. тем больше, чем ниже значения Т и Т , и чем болыпе отношение ем/г . Интенсивность теплоотдачи в местах контакта существенно выше, чем в области пленочного кипения. Поэтому для заданных условий кипения существует некотопая температура Т = Т, „ начиная с которой с уменьшением температурного напора тепловой поток возрастает за счет интенсивного теплообмена в местах контакта жидкости со стенкой. Экспериментальное исследование термодинамического кризиса пленочного кипения проводилось на азоте, кислороде, фреонах-!2, -13, -22 и воде в большом объеме и на жидком азоте при вынужденном течении.
Анализ результатов экспериментального исследования кризиса пленочного кипения показал, что температурный напор ХТ„р, не зависит от размера нагревателя 1) (при О = =) (Р— Р ) й'и ) 5), от шероховатости поверхности нагрева в диапазоне высоты микронеровностей /г, =- 0,5 ...
300 мкм, от скорости йг в условиях вынужденного течения (при Чг ~( ( 8 м/с) и от нестационарности процесса (в условиях нестационарного охлаждения снижение температурного напора за один цикл контакта стенки с жидкой и паровой фазами не превышало 3%). Температурный напор, соответствующий кризису пленочного кипения. повышается при уменьшении угла наклона поверхности нагрева от 180" до 0' (см. Рис. 10.10, б), при уменьшении эффективной тепловой активности материала стенки (см. рис. 10.10, а), при снижении давления (рис. 10.12, а) и увеличении недогрева жидкости (см. Рис.
10.11). Это объясняется тем, что при указанном изменении факторов возрастает вклад в теплообмен за счет контактов жидкости со стенкой, в результате чего вклад становится заметным при более высоких значениях температуР- ного напора. Опытные данные по температурному напору ЬТ а с погрешностью ~-30% обобщены формулой АТ„,,/(҄— Т ) = = (О, 1б + 2,5 г' ~7~ + е /е ) (1 + 0,1 3 соз у) (1 + сов 9)/2, «Ь" (10.22) зЬФ получейной в следующем диапазоне определяющих параметров: е,„/е„= 5 10 ' ... 1; 6 «~ 50', у = 0... 180", Р)l(р — р„)д/о)~5; р со,~/(р йб)<10; /у/ри = 0 005 . 0 63*' (Ткрз — Та)/(Тн — Тж) ~(1 5. /(ля тонких стенок и покрытий в выражение (10.22) вместо а подставляется е,э. Если Т меньше чем Т„ю т.
е. по термодинамическим условиям контакт жидкости со стенкой возможен, то кризис пленочного кипения будет иметь гидродинамический характер. Например, это может иметь место на горизонтальной поверхности в большом объеме спокойной жидкости. Несмотря на то, что на практике гораздо чаще имеет место термодинамический кризис пленочного кипения, в литературе наиболее распространенной является гидродинамическая теория кризисов. При кризисе пленочного кипения устойчивость паровой пленки связана с соотношением динамических воздействий (пропорциональных р„, в„), сил тяжести и поверхностного натяжения.
Поэтому для определения д„э, применим критерий устойчивости й„аналогичный коэффициенту я в уравнении (10.12). Но при пленочном кипении поверхность раздела фаз, а, следовательно, и свободная энергия двухфазного граничного слоя меньше, чем при пузырьковом кипении, Поэтому, если скорость парообразования достаточна для равномерного питания уже возникшего сплошного парового слоя, этот слой более устойчив, чем двухфазный слой при пузырьковом кипении. Это позволяет предположить, что д„р,/0„э, = й,/й, = сопз1 < 1. Сопоставление с экспериментом дает д„р,/д„рт 0,2.
10.10. РАСЧЕТ КРИВОЙ КИПЕНИЯ Расчет теплового потока (кривая кипения) в области переходного кипения производится следующим образом. 1. Для определения а, и а, в уравнении (10,18) полагаем возможной экстраполяцию кривой кипения в областях пузырькового и пленочного кипения на область переходного кипения линейными функциями о,т, = а, + Ь, /зТ; (10.23) 0пл = аз + Ь, АТ, (10.24) где коэффициенты а, и Ь, в (!0.24) находятся экстраполяцией расчетов пленочного кипения. 200 где матрица А и векторы Ь и х имеют вид дл дл сс сс 1 1 1 — 1 «кп дл 2 — 1 5 4 1 — 5 А= 2 Секр 2 Окр 2 2 Зикр 2дкр 2 днр 2 дкр 2 секр 2 5 40кр 2 Окр 2 — 5«ескр 2 дл (Ял — В2 — Ардл) 2 1 — В,— А, Ас в А, Е дкр 2 (Якр 2 — В2 — Ардсср 2) Ардкр 2 Сопоставление расчета по (10.25) с экспериментами различных авторов при определении ЛТ, 12Тнрм ЬТнркс Дл, с)про с/прес с)сс Ьк дало совпадение расчетных и экспериментальных кривых кипения в переходной области с точностью -~-20%.
Для априорных расчетов по уравнению (10.25) можно рекомендовать определять с/„р с — максимальную плотность теплового потока — по формуле (10.12) с поправкой иа ориентацию поверхности нагрева в поле массовых сил: с/сссс = 0,1аг~Р Рпт (Р~ — Р )Ыо )/ 1 — «эд, х х ~1 +0,065 (~ — ) ' "; ], (10.26) или по другой соответствующей конкретным условиям формуле; минимальнусо плотность теплового потока — по приближенной зависимости с/~р 2 — ае + 2Ь2 /2 Тнр 2 (10.27) здд 2. Вводим безразмерные величины Я„р — — д„р/с/„р,; д = /2Т/КТ„р, и приводим уравнение (10.18) к безразмерйому виду Всд -«- Ас+ Ед ' с Всд с+ Асд с "спею — ! 1 Од-е ! с«д-с (10.
25) где Ак = ак/г/„рс, Ве Ьс ЬТ„р /с)„р В уравнении (!0.25) пять неизвестных безразмерных козффи циентов Е, б, А, и В, можно найти, полагая, что кривая кипения (см. рис. 10.7) проходит через три точки с известными координатами (с/л, ГсТ„), (с/нр „ссТ„рс), (с/„р„ /ЬТ„рк) н в послеДннх ДвУх точках кризисов ймеет первую производную по ХТ, равную нулю. Из этих пяти условий в безразмерных координатах получаем систему линейных алгебраических уравнений Ах= Ь, полученной нз условия (10.24); ЬТ„р, находится из уравнения (10.22), ЛТпр1 — из (10.16), 5Тп и д„— из (10.15). Сопоставление таких априорных расчетов н зкспериментов дало точность ~30%.
10.11. ПЛЕНОЧНОЕ КИПЕНИЕ В БОЛЬШОМ ОБЪЕМЕ Большинство опытных данных по теплоотдаче при пленочном кипении в большом объеме обычных и криогенных жидкостей получено при кипении насыщенных жидкостей (Тж— — Т,) и на поверхностях нагрева (шары, горизонтальные и вертикальные цилиндры, пластннь1 и др.), характерный размер которых превышает критическую длину волны колебаний раздела фаз: (10.28) Все зти опытные данные могут быть удовлетворительно (со среднеквадратической погрешностью 25 О4) обобщены единой формулой: Жп„= 0,155 (Сап Ргп ' " ) .
(10.29) Р и п1, ь1, а11 з Здесь число Нуссельта Кп„= — ' =- ч '; ба Хп Хп (Тж — Тэ) ' тп число Галилея; О„= (ср)„(Т вЂ” Т,)(г — безразмерный температурный напор; Рг = — — !х (ср)„/Х вЂ” число Г)рандтля; д— ускоренне свободного падения; 11 — длина критической волны по уравнению (!0.28); гп — скрытая теплота парообразования; р = =- Р.й За определяющую температуру в формуле (10.29) принята Т =- (Т + Т,)(2.
Формула верна в следующем диапазоне изменения параметров: .1Оп (Сап) — Р Ргп <5,3.10', 0,12~~ба <8,5. Влияние недогрева жидкости пТ„= Т, — Т на теплоотдачу при пленочном кипении в большом объеме исследовано лишь качественно. Трудность заключается в определении теплового потока дж, идущего на прогрев жидкости. Распределение суммарного теплового потока д на испарение жидкости, на прогрев пара и, и на прогрев недогретой жидкости дж всегда саморегулируется так, чтобы при любых значениях температурного напора (Т вЂ” Т,) н недогрева ХТ„= Т, — Т обеспечить на поверхности раздела фаз температуру насыщения (илн свести к минимуму колебания ее около Т,), Чем больше недогрев, тем больший тепловой поток должен быть пропущен транзитом через пленку пара.
Это требует уменьшения ее теплового сопротивления, что можно достигнуть либо йат уменьшением толщины, либо увеличением уровня турбулентности в пленке пара. Величина д помимо недогрева определяется характером свободной конвекции в жидкости, скоростью движения границы раздела фаз, увлекаемой паром, интенсивностью и характером ее колебаний. Интенсивные колебания поверхности раздела фаз турбулизуют прилегающие слои жидкости, увеличивая эффективную теплопроводность в них и, следовательно, д.. С другой стороны, большие недогревы и д„, оказывают сильное де»пкрирующее воздействие на колебания поверхности раздела фаз. Когда значение д„, соизмеримо с о,,„изменение толщины пленки пара при колебаниях границы раздела фаз ведет к значительным локальным колебаниям д„. При движении поверхности раздела к стенке температура пара возрастает, увеличивая интенсивность испарения жидкости.
Возникают реактивные силы и силы давления, препятствующие движению жидкости к стенке. Наоборот, при удалении поверхности жидкости от стенки ее температура из-за роста теплового сопротивления пленки пара может упасть ниже Т„что сразу же вызовет конденсацию пара на этом участке и падение давления, которое будет тормозить движение границы раздела фаз. Учет всех этих явлений при постановке и обобщении экспериментов или в теоретических решениях представляет большие трудности, которые еще предс.:оит преодолеть в последующих исследованиях. 10.12. ПЛЕНОЧНОЕ КИПЕНИЕ ПРИ ВЫНУЖДЕННОМ ТЕЧЕНИИ В КАНАЛАХ Интенсивное изучение теплообмена и гидродинамики при пленочном кипении б1яло начато в 60-х годах для описания физики процессов и разработки методов расчета захолаживания магистралей криогенных ЖРД, заправочных и других магистралей, криогенных систем.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
