Теория тепломассобмена (Леонтьев) (1062552), страница 63
Текст из файла (страница 63)
Как показано в работах З.Л. Миропольского, в первом приближении коэффипнент теплоотдачи может быть подсчитан по обычным формулам конвективного теплообмена при турбулентном течении сухого насьпценного пара, средняя скорость которого равна скорости смеси, т.е. юсм = 1х + Рп(рж (1 — х)) ве. В частности, для воды в диапазоне от 4 до 20 МПа формула З.Л. Миропольского имеет вид ап * — А'+х 1 Рп 1 0,1 рм р (1 х)04 . Из этой формулы следует, что с ростом паросодержания коэффициент теплоотдачи в области пленочного кипения увеличивается.
Исследователя, предлагал свои гипотезы о физической модели пропесса кипения, используют разные предпосылки, разные системы уравнений. Поэтому и критерии, используемые пмн для количественного описания теплообмена при кипении, различны. Все это чрезвычайно затрудняет, а порой делает невозможным, сопоставление результатов исследований. Во всех приведенных выше расчетных выражениях в качестве независимых переменных использовались физические константы, параметры состояния жидкости н пара.
Следует отметить, что наиболее распространенной из конденсированных сред (капельных жидкостей) является вода. Но вода термодинамически аномальное тело. Кроме того, естественнел непереработаннел вода имеет различные свойства, зависящие не только от места, 'где она взята, но и от времени года. Поэтому исследование пропессов теплообмена при кипении воды обычно связано с необходимостью получения дистнллята. В то же время другие 649 теплоносители — криогенные жидкости, жидкие металлы обла- дают большей стабильностью физических свойств.
гП1.Я,В. Критические плотности теплового поп1оке Из рис, УШ.16 видно, что при определенных тепловых нэ грузках и соответствующих им перепадах температур Тот — Т„= = ЙТ коэффициент теплоотдачи достигает максимального значения и затем резко уменьшается.
В этот момент происходят смена пузырькового режима кипения, характеризуемого интенсивной теплоотдачей, на пленочный режим кипения, когда жидкость отделяется от поверхностк нагрева пленкой пара. Тепловая нагрузка, соответствующая смене пузырькового режима кипения на пленочный, незывается первой критической плотностью теплового потока. Как показывают эксперименты, значение первой критической плотности теплового потока зависит от многих факторов (рода кипящей жидкости, давления, ускорения поля массовых сил, состояния поверхности, условий ее смачивания и т.п.), Определение зависимости критической тепловой нагрузки от перечисленных параметров имеет исключительно важное значение в теплотехнических расчетах, так как увеличение тепловой нагрузки выше критической приводит к резкому увеличению температуры греющей поверхности, что в большинстве случаев сопровождается разрушением (расплавлением или пережогом) теплообменного аппарата.
Наиболее зффектквные результаты по обобщению опытных данных по критическим тепловым потокам дает гидродинамическая теория кризисов кипения, разработанная С.С. Кутателадзе. Согласно этой теории, возникновение пленочного режима кипения является результатом нарушения устойчивости той структуры граничного двухфазного слоя, которая имела место при предшествующем этой перестройке пузырьковом режиме кипения. Предположим, что критическая скорость пара, характеризующая кризис кипения, зависит от соотношения между подъемными силами, силами поверхностного натяжения и силами инерции пара. Тогда икр.к = Лу> (рм - рк) > ую о1. В соответствии с к-теоремой в э' единственным критерием под б случае процесс оп ро ределяется Скорость паровой фазы икр.к = й,р1/(гРк)> и, следовательно, ткр1 К1 = (ЧП1.120) и в»по мпво пв, пп Рас.
Ч111.32. Зависимость первой кратачесит плота>» ста теплового потока от леалеаак ара капкана в Полатом ОФьеме ) пению неметаллическнх теплоносите- Эксперименты по ки лей, проведенные в азнооб й р разных условиях, подтвердили основные выводы гидродинамической теории кризисов. Значение критерия К1, согласно этим опытам, лежит в пределах О, 13... О, 10. На рис. ЧП1.32 показано влияние давления на у 1 при кр1 кипении воды в большом объеме.
Кривая построена по дап- ооо о ным расчета по формуле оо (УШ.120) при К1=0>14. Нв рис. ЧП1.33 представлены резу- о льтаты опытов по влиянию гравитации на значение первой критической тепловой нагрузки. Как видно пз графика, во всей проверенной области ускорений (О, 01... 1) у наблюдается пропоРпиональность Укр1,УУ, что соответствует уравнению (ЧП1.120).
ного има ки Вторел критическая точка характеризует перехо реход от пленоч- режима кипения к пузырьковому и сопровождается аз шепнем па вой плен ро " ки на поверхности нагрева. Можно пре- еется разру- ПОЛОЖИТЬ ЧТО П В > данном случае критическая тепловая нагрузка определяется уравнением (Ч1П.120).
Однако вследствие резличий в начальных структурах двухфазного пограничного слоя Ф 4, ФЮ (ЧП1 122) Ггж = ювр.ж (УП1.123) где Кос = О, 13 и К0 = О, 0012. 110/4 (%ж Г ббз Ю Мг 8 0 0 0Ю~ Фйв Рпс. У1П.ЗЗ. Кржтжческжй тепловой поток длв воды ж втжлового спарта в условиях ослвблвжпой грввптапжв: 1 - жвяввй азот; Я - вода; Ю - втввовмй свврт; .1 — 00 Я-й раствор сахара в воле значение Кз должно быть отлично от К1. По имеющимся опытным данным, при естественной конвекпии в большом объеме К, И0,2К,.
Эксперименты показывают заметное влияние скорости вынужденного движения жидкости на значение первой критической тепловой нагрузки. Мерой относительного влияния скорости течения жидкой фазы на теплообмен и критическую нагрузку можно считать модифицированное число Фруда При Гг ж -+ 0 имеет место естественная конвекдия, при Гг ж > 1 существенной для всех процессов является кинетическая энергия жидкой фазы. Рассмотрим возникновение кризиса на пластине, продольно обтекаемой потоком жидкости, нагретой до температуры насыщения.
При больших значениях числа Рейнольдса толщина пограничного слоя убывает обратно пропорпнонально скорости потока в степени, близкой к единице, а отрывной диаметр пузырей обратно пропорпионален квадрату этой скорости (см. гл. 1Ч). Следовательно, при Ггж > 1 (где .Р0 — отрывной диаметр пузыря), т.е. в области больших скоростей течения могут быть такие условия, когда паровые пузыри значительно меньше толпшны турбулентного пограничного слоя.
Можно предположить, что кризис теплообмена наступает при вытеснении жидкости, находящейся между паровымя пузырями, и появлении вследствие этого сплошного слоя пара. Пленка пара будет наиболее устойчива, когда сила трения между потоком жидкости и пленкой пара минимальна. Эти условия аналогичны тем, которые имеются при оттеснении пограничного слоя от проницаемой поверхности. Как показано в гл. 1У, критический вдув определяется яз уравнения увв 20ГоР0ыэ. (УП1.121) ЕСЛИ ПаРОСОДЕРжаНИЕ ПРИСТЕННОГО ДВУХфвЗНОГО СЛОЯ РаВНО ~Ра, то действительный поток жидкости от стенки, соответствующий оттеснению пограничного слоя, Поток у, создается за счет кинетической энергии генерируемого пара, т.е.
Из уравнений (УП1.121) и (Ч1П.122) получаем формулу Кутате- ладзе — Леонтьева чв01 2сго'Ра (1 'Р*) гыжсlРжРв В деиствительности зависимость свр1 от скоРости течениЯ жид- кости еж имеет непрерывный характер между предельными значениями, определяемыми формулами (УП1.121) и (ЧП1.123). Простейшвл интерполяционная формула имеет вид а 1 = к,/р,,',/ р[р — р,) ~.
кц ~,/р р,, (ип.124) Существенное влияние на значение критической тепловой нагрузки может оказать недогрев жидкости до температуры на, сыщения. Влияние недогрева на значение критической тепловой нагрузки можно определить по формуле Кутателадзе Табаича УШ4 Расчет»ыа ракомеидацна по критических тепловым потокам ио даивых различных авторов д„э а — У 1 (1+ 0,065(рд/ра) ' (сэр/г)]> справедливой для р = 0,1...2 МПа; его/г < 0,6; Рх/Ра = = 45... 1650. Гидродинамическая теория отражает основные, наиболее существенные черты кризиса теплообмена при кипении жидкости, хотя и не учитывает влияния всех возможных факторов.
Опыты показывают, что на значение критической тепловой нагрузки кроме параметров, входящих в уравнение гидродинамической теории (см. уравнение (Ч111.124)), могут оказывать влияние такие факторы, как физические свойства, толщина, размеры теплопередающей поверхности н ее ориентация в гравитационном поле; неравномерность распределения теплового потока по длине и периметру трубы; пульсации двухфазного потока; способ обогрева поверхности нагрева; наличке различных примесей и т.п. Строгий учет всех этих факторов в настояпже время невозможен, поэтому наиболее эффективным путем является введение соответствующих эмпирических поправок к основному соотношению гидродинамической теории кризисов. Обобщая экспериментальные данные с учетом отельных хонкретных условий н опытов, различные исследователи приходят к расчетным формулам, учитывающкм некоторые нз перечисленных выше факторов. Часть этих рекомендаций можно описать выражением (ЧН1.125) У„г1/гра — — С ~о1 А, гдеу1= ~ 1пу (рх — Ра)1 ' ' а~ , а — ускорение, а значения Ра У С н А приведены в табл.
Ч111.4, Для определения у„вз по экспериментальным данным можно построить зависимость, аналогичную (ЧШ.125): Фарэ/гра = С Уз ~,,гуз(р р )01251е1зз /аъ~е,зз где уэ = ~ ~ ~-~ . Значения С приводятРм+ Ра У ся в рекомендапиях различных ~сследователей н, по-видимому, определяются условиями, в которых проводились опыты. Так, Зубер и Трибус считают, что С = 0,09; А = О, 131. Как было указано ранее (рис.
Ч111.16), переход от пленочного кипения к пузырьковому также имеет кризисный характер и характеризуется второй критической плотностью теплового потока уарз, которая существенно ниже уар1. Вторые крятические тепловые нагрузки зависят от рода жидкости, размеров теплоотводящей поверхности, давления, ускорения поля снл тяготения, шероховатости поверхности и ряда других факторов. Лля оценки величины второй критической нагрузки можно воспользоваться формулой укрэ — СР" пу (Рм Ра)/Р где С = 0,11...0,14. У11!.2.7.
Теплообмен при кипении экидких мегпаллое и криогенных леидкостеб Частота отрыва пузырей, число центров парообрвзования при хнпении жидких металлов и криогенных жидкостей ниже, чем при кипении неметаллических жидкостей, что связано с физическими свойствами жидких металлов. В качестве примера проследим влияние толщины пристенного слоя на пропесс кипения при молекулярном механизме передачи теплоты от поверхности нагрева, сравнивая физические свойства металла, и попу- стим, воды. Полагал, что на поверхности нагрева д = аЬТ = Л = — /ЛТ, приходим к выводу, что а = Л/б.
Тогда, если значенйя коэффипиента теплоотдачи для воды и жидкого металла совпадают (что имеет место прн кипении воды н калия), то лц о/Оц о = лк.н/бж.н. поскольку теплопроводность металла з э — к.н ж.н. о на 2 — 3 порядка выше, чем у воды — например, при 1000 С Лца = 86, Лц = 46,5, а Лц о = 0,684 Вт/(м К), то и Юк.н на 2 — 3 порядка будет больше, чем бц О. Соответственно турбулизапия пристенного слоя при кипений жидких металлов будет значительно ниже, чем при кипении неметаллических жидкостей. Если жидкий металл (калий, натрий, магниевая амальгама и др.) смачивает поверхность нагрева, то цри пузырьковом режиме кипения коэффициент теплоотлачи можно связать с плотностью теплового потока и давлением насыщения: (УП1,126) а = Сд"р~, где С, и, т — константы. Результаты экспериментальных исследований теплообмена при кипении жидкометаллических теплоносителей в условиях естественной конвекции показали, что интенсивность теплоотдачи помимо физических свойств теплоносителя и поверхности нагрева зависит от формы поверхности нагрева.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
