Григорьев В.А., Зорина В.М. - Тепло- и массообмен. Теплотехнический эксперимент. Справочник (1982) (1062114), страница 69
Текст из файла (страница 69)
Теплоотдача при пленочном кипении Не-П по многим внешним прививкам сходив с теплоотдачей при пленочном кипении других жидкостей, однако ее иитеисивиость, как и значение д*, зависят от глубины потружеиия поверхности теплообмеиа в жидкость. Обратный переход в зону бесплеиочного кипения (если д является иезависимой перемрииой) наступает при заметно меньшем значении у „в (рис. 3.39).
з.е.й. Рижим сОпРОтивлиния кАпицы Возиикающее в тонком (примерио 10-' мм) слое жидкости у поверхиости раздела при наличии теплового потока любого знака сопротивлеиив Капицы )со определяется скачком температур между твердым телом и Не-П: 14 = ТАТ(17, (3. 27) где г" — площадь поверхности раздела; АТ = Т вЂ” Т, — скачок температур между температурой поверхиости теплообмеиа Т и температурой объема гелиевой ванны Тм чй тепловой поток через поверхность раздела твердое тело — Не-П. Величина йо, обратная есопротивлеиию Капицы», получила иазваиие проводимости Капицы и по существу представляет собой моэффициевт теплоотдачи от твердой стенки к Не-П. Скачок температуры растет с понижеиием ЬТ-Та,причем теплоотдача от по-!73 верхиости нагрева при малых тепловых потоках и АТ~Т„приблизительно до АТ = = 0,03 —:0,05 К характеризуется практически постоянным значением коэффициента проводимости во всем интервале режима сопротивлеиия Капицы.
В настоящее время доказано, что при низких температурах существоваиие подобного термического сопротивления иа гра. нице раздела двух сред при иаличии теплового потока обязательно для любой пары тел: твердое тело — жидкость, твердое тело — газ и т. п. Теоретическое обоснование сушествоваиия скачка температуры ва границе раздела тело — Не-П было впервые предложено И. М. Халатииковым (40), который показал, что при всех температурах ниже л-точки иа гравице раздела существуют потоки энергии как от поверхиости нагрева в жидкий гелий всаедствие излучеиия (в виде фоиоиов), так и от гелия к поверхности вследствие поглощения фовоиов поверхиостью тела. Разность этих двух потоков, направленных от твердого тела к жидкости и от жидкости к твердому телу и определяют сопротивлеиие или проводимость Капицы, для которой И.М.
Халатииковым получено выражение Ч )ж ж 5 ~шг йв — — — —— ' Р~ — '), (3.23) АТ !5йртш~г ~ шв) где й — постоянная Больцмана; рж и рг— плотиости жидкого гелвя и твердого тела соотвегственио; шга — скорость первого звука в жидком гелии; шг и ш, — скорость продольного и поперечного распространения звука в твердом теле соответственно; р(ш,/ш,) — фуикция упругих констант твердого тела (для подавляющего большинства твердых тел г" (шг/ша) = 1,5 —:2; значения упругих констант твердых тел и жидкостей можно найти в (431); й — постоиииая Планка. Соотношение для коэффициента проводимости (3.26) может быть записаио в более удобной для расчетов форме через температуру Дебая йв: 9 7' ! 0 Рж шж Р (шт/шв) 7 а О где М вЂ” молекулярная масса твердого тела.
Теория И. М. Халатникова дает зиачеиие показателя степени и = 3 в выражении йе — — АТ независимо от материала, состояиия и температуры поверхности нагрева. Анализ же имеющихся экспериментальных данных различных авторов показывает, что йо()(о) сильно зависит от температуры, причем значение л лежит в пределах 1,5— 4,5. В области очень низких (ииже 1 К) температур а-».3.
Экспериментально лолучсииые значения козффициеитов теплоотда- Тенлообмен е элементах сеархпроводяи)их систем Равд. 3 яг((змз 7( ) О, О О, лг/* юаэ гх ОО О,ОО ООО ООО Оаав 0 7»7 " 7»Я Х»7 Л Оа чя могут различаться в ряде случаев иа ворядок н более. Столь большой разброс ояытиых данных позволяет-сделать заключение о весьма сложном влиянии, которое вказывают из проводимость Капицы различные поверхностные условия, такие как шероховатость, состояние поверхности и ее предыстория, способы обработки, условия проведения опытов (нормальное или саерхпроводящее состояние исследуемой поверхности) и множество других, порою самых неожиданных факторов. Достаточно подробный анализ факторов, оказывающих влиявне на интенсивность теплоотдачи в режиме сопротивления Капицы, обзор существуюнгнх экспериментальных данных н обширная библиография по рассматриваемому вонросу содержатся в [8).
Расчетные значения Ь,, полученные по соотношению (3.29), лежат заметно (иа одкя — два порядка) ниже экспериментальных, Подход к расчету проводимости Капяцы на основе модели фоиоииого излучения поверхностью твердого тела [64) приводят к соотношению для Ье, которое может быть записано в ваде Ь вЂ” 1 83.107( (Ь4)2)зй-2Тз (3 З где р, — плотность твердого тела. Практически все известные экспериментальные значения Ь, ложатся между значениями, рассчитанными по соотношениям (3.28) и (3.30) (ряс.
3.40), которые могут, таким образом, служить соответственно для оценки нижнего и верхнего пределов Ь,. Для ЬТ» ) Ь Т - Т, коэффициент тепло- Рнс. 3.40. Сопоставление экспериментальных результатов по проводимости Капицы с расчетом по формулам (3.28) (сплошная линия) н (3.30) [34).
отдачи н Не-П может быть записан в виде Ь = Ь,( (ДТ)Т,), (3.3!) где / (ЬТ! Т») = 1 + 1,5 (ЬТ) Т») + + (ЬТ)Т»)з+ 0,25 (ЬТ/Т»)'. (З.ЗД Выражение (3.31) позволяет экстраполировать данные по проводимости Капицы в область болыпнх температурных напоров и может быть рекомендовано для расчета коэффициента теплоотдачн к Не-П в области высоких тепловых потоков (вплоть до критических), если известны значения Ь» (полученные энспсрик(еитальио) длн каждой из исследованных поверхностей нагрева.
Однако в области больших тепловых потоков, прн температурах поверхности нагрева, превышающих температуру Х-точки, расчетные значения И, подсказываемые со. отношением (3.31), начянают располагаться иескольно выше известных экспериментальных данных. С ростом температуры это отклонение увеличивается, достигая, по некоторым данным, в областн, прилегающей к д*, 35 — 50»Ь.
З.Е.З. КРИТИЧЕСКИЕ ТЕПЛОВЫЕ ПОТОКИ Знание критической плотности теплового потока 4» при теплоотдаче к Не-П обязательно прн проектировании н эксплуатации сверхпроводящих устройств. Превыгпенне значения д» иа сверхпроводиике приводит к резкому увеличению температуры тепловыделяющего элемента, его переходу в нормальное состояние и в случае отсутствия контроля за температурой поверхности (при большой плотности тока) — к расплавлению (пережогу) и выходу из строя сверх- проводящей жилы.
Значение а» может ко- Рис. 3.4!. Зависямость максимальной плотности теплового потока в Не-П от температуры гелневой ванны и диаметра горизонтального нагревательного элемента, изготовленного яз коистантановой проволочки (глубяна погруженяя Н=100 мм) [51]. Дмкм»тр проволочек: 7 — 17 мкм; 2 — 2З,В мкм! — мам. Теплообмем к Не-Н пт/па вм» Пг/ума.
аш' г,п в,п гп уп в Эг еэ гв зв г,п к Рнс. 3.42. Зависимость макснмальной плотностн теплового потока от глубины погруження н температуры гелневой ванны (сглаженные кривые) [60) . лебаться в пределах от О,! ° 10' до (20. ' 25) ° !О' Вт!мг в завнсямостн от температуры геляевой ванны, размеров н формы поверхностя нагрева н глубины ее погруження (ряс. 3.41).
С увеличением размера нагревательного злемента 4» заметно уменьшается, аснмптотнческн приближаясь к некоторому постоянному значенню. По некоторым оценкам зона автомодельностн д» относятельяо размера нагревателя расположена в пределах 5 — 1О мм. Значение д», соответствующее этой зоне (для глубин погружения НжО), прнблязнтельно равяа 1 ° 10' Вт!м', Характерной особенностью теплообмена с Не-П является зависимость макснмвльной плотности теплового потока н янтеяснвностн теплоотдачн прн пленочном кнпеянн от глубнны погруження экспериментального образца в жядкость (рнс.
3.42). Представлеаные на рнс. 3.42 сглаженные кривые для 4» имеют характерный максямум прн температуре ванны около 1,9 К. По мере нряблнження к ).-точке влнянне глубины погружения уменьшается, полностью вечевая в точке, соответствующей Х-переходу. По одним данным 4» возрастает пряблнзнтельно линейно с увеляченнем глубины негруженая, в то время как по другам 4» -Нв/з Минимальная плотность теплового по» тока д ,, прн которой происходят обратный переход в зону бесцленочного кипения, так же нак я и», аавябят от глубины погружеяня — увелнчйвается по мере роста столба жндностн яад поверхностью теплообмева. Завнснмость д =((Т,) вналогячна зависимости 4»=!(Т,) с характерным макснмумом пря температуре гелневой ванны, равной приблизительно 1,9 К. з.ел.
плвночнон кнпвннн Коэффнцнент теплоотдачн а прн пленочном кнпення Не-П зависит от температуры гелневой ванны, температуры образца, тлубяны погружения н характерных размеров. В некоторых случаях пленочное кипе- уг в» Еп вв го в Рнс. 3.43. Зависимость ннтецснвности теплоотдачн пря пленочяом кипения Не-П от температуры геляевой ванны н глубнны погруженяя Н (сглаженные кривые) [59), Тм 60 К. Спасшим» линии — иоисбишшапсп пленка, иннепис с шумом; пунктнримс — устойчивая пленка, кнпснис без шума. нне Не-П сопровождается своеобразным шумом, причем ннтенснвность теплоотдачн в режйме, сопровождающемся шумом, заметно (по некоторым данным до 607») яяже, чем прн бесшумовой разновндностн теплообмена. Коэффвцяент теплоотдачн увелнчнвзется с ростом глубины погруження экспериментального образца в объем Не-П (рнс.
3.43). Влияние глубины погруженяя уменьшается по мере приближения температуры геляевой ванны к й-переходу, полностью нсчезая в )с-точке, когда жидкий гелнй переходит в яормальяое состояяне. Как н д н 4, „, коэффициент теплоотдачя в завнснмостн от температуры гелневой вавнм имеет характерный максимум в районе Т.=1,9 К, Одна нз возможнмх причин увеличения коэффициента теплоотдачя с ростом глубяны погружения может заключаться в следующем. В условиях кипения в большом объеме давленне у свободной поверхности Не-П равно, как правило, давленню насмщения, соответствующему требуемой температуре в объеме ванны.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
