Нестационарный теплообмен - Кошкин В.К.
Скачать (прямая ссылка):
из величин, определяемых этими предельными соотношениями.
Сопоставление предельных оценок с результатами эксперимента указывает на преобладающее влияние инерционных сил жидкости (схема а) в области малых размеров пузыря и при низких давлениях. При больших размерах пузыря и больших давлениях определяющей является энергетическая схема (схема в). Влияние вязкости может проявиться лишь при больших ее значениях в начальный период роста пузыря.
Молекулярно-кинетическая схема (схема г) может стать определяющей при очень низких значениях коэффициента испарения ри.
В условиях, когда рост пузыря определяется теплообменом (схема в), движение пузыря относительно жидкости будет улучшать теплообмен, интенсифицировать испарение и, следовательно, увеличивать скорость его роста в перегретой жидкости.
§ 8.3. РОСТ ПУЗЫРЕЙ НА ПОВЕРХНОСТИ НАГРЕВА ПРИ КИПЕНИИ
В настоящее время нет единого представления о механизме роста паровых пузырей на поверхности нагрева. Существуют два основных представления о механизмах роста. Хронологически первое представление [113, 144, 147, 171] основано на энергетической схеме роста пузыря (схема в, рис. 8.3), но реализуемой
247
у стенки в следующей последовательности. При отрыве пузыря от центра парообразования (например, углубление в поверхности) он увлекает за собой слой перегретой у поверхности жидкости с площади nD 2 (где D\ = 2D0, a D0 — отрывной диаметр пузыря). На это место устремляется холодная жидкость с температурой Ts.
В течение некоторого времени т0 (т0 — период ожидания) жидкость за счет теплопроводности перегревается на толщину
б0 = |/яажто. (8.19)
Процесс перегрева жидкости длится до тех пор, пока перегрев ее в зоне центра парообразования не станет достаточным для роста парового зародыша. Затем в течение интервала времени тр главным образом за счет тепла, аккумулированного в этом слое и продолжающего поступать от стенки, паровой пузырь растет и отрывается и т. д.
Таким образом, по этой модели основной теплосъем от стенки происходит в так называемой зоне влияния, центром которой служит углубление с паровым зародышем. Диаметр зоны влияния [113] равен Di = 2D0. Тепло от стенки снимается за счет нестационарной теплопроводности [136], когда в контакт со стенкой, имеющей температуру Tw = const, приходит жидкость с
о гр , 1
температурой Ts и нагревается в течение т0 + тр = — , где
со
со — частота отрыва пузырей. Вне зон влияния тепло от стенки снимается жидкостью за счет теплопроводности или конвекции.
Из решения уравнения теплопроводности в одномерном приближении тепловой поток в зоне влияния
q = (Tw-Ts)\/' (8.20)
\ JCT
1
а среднии тепловой поток за время т0 + тр = —
СО
qcp=vhdr=^=(Tw-Ts)]/(2^. (8.21)
J у л у То + Тр
Это тепло идет частично на образование пузыря и частично уносится окружающим его слоем перегретой жидкости. Принимая, что площади влияния соседних пузырей не перекрываются и на единице площади находится п центров парообразования* действующих с частотой со, получают следующее выражение для среднего теплового потока за счет кипения [136]:
?квп = nD20nqcp = 2 Yл(рсЯ)жсо nDl(Tw—Ts). (8.22)
Недостаток этой расчетной схемы отмечен Д. А. Лабунцо-вым [43] и состоит в том, что авторы его рассматривают неверно
248
упрощенную модель. Как видно на рис. 8.4 [147], по этой модели рост пузыря происходит за счет тепла, аккумулированного в окружающем пузырь сверху перегретом слое. Если принять, что слой толщиной 5 перегрет на величину ЛТ = Tw—Ts, то тепло, которое он может отдавать в пределе на парообразование, будет
Рис. 8.4. Упрощенная модель Рис. 8.5. Схема роста полусферического пу-роста парового пузыря на стен- зыря с испарением из микрослоя жидкости
ке с испарением из перегретого на стенке (ti < Тг < Тз)
наружного слоя жидкости
cmpmnR26AT. За счет этого тепла пузырь может вырасти лишь до размера
R =_3_ _?ж?жДГ_б = _3_ Ужб> (8 23)
4 rspn 4
что следует из уравнения теплового баланса -j nRWs = сжржпЯЧАТ.
Известно, что, например, для воды при давлениях выше атмосферного /ж ^ 1. Тогда из уравнения (8.23) следует, что R ^ 6. Это противоречит данным эксперимента, особенно если учесть, что 6 < 60 = ]/тожт0 . Лишь в области малых давлений и больших перегревов, когда /ж 1, теплоподвод по внешней поверхности пузыря может быть определяющим.
Второе, более позднее представление [43. 97, 98] о механизме роста пузыря на стенке основано на подтвержденном экспериментально предположении о существовании между пузырем и стенкой микрослоя жидкости. Испарение этого микрослоя за счет тепла, подводимого от стенки, и определяет рост парового пузыря.
Эта схема в основном развита для полусферических пузырей, которые имеют место при сравнительно малых давлениях. Возникновение полусферических пузырей объясняется тем, что при малых давлениях в начальный период рост пузыря лимитируется инерционными силами жидкости, которые деформируют пузырь к полусферическому виду. При такой форме пузыря снижается влияние поверхностного натяжения, обеспечивается более интенсивное парообразование за счет испарения микрослоя.
