Нестационарный теплообмен - Кошкин В.К.
Скачать (прямая ссылка):
18 Заказ 802 2 73
носится паром, причем тем меньшая, чем меньше значение р/рк (Рк — критическое давление). Согласно данным работы [118] при qw = qKpi значительная часть поверхности нагрева (70—90%) покрыта жидкостью.
В. Розеноу и П. Грифитц [146] в качестве условия возникновения кризиса приняли такую плотность теплового потока, при которой образующиеся на поверхности пузыри до отрыва касаются друг друга и сливаются в паровую пленку. Тогда число центров парообразования на единицу площади
где сип ^ 1.
Для определения плотности теплового потока при пузырьковом кипении авторы использовали выражение
q = с/ ~ Dopnft>«, (9-5>
О
где cq — в общем случае некоторая функция давления; D0 — отрывной диаметр; со — частота отрыва пузырей. Подставив значение п из уравнения (9.4) в формулу (9.5), можно получить
^КР ^ / Рж PiA
rpntoDo \ Рп /
где f(^—— )—произвольно выраженная функция давления.
V Рп /
Если зависимость (9.9) сопоставить с результатами экспериментов при допущении со/>0 = const, то
-^-=1,21 • 10~2 (ру-~рдУ'6 (?-) [м/с].
Рп^ \ Рп ) \ §0 /
У. П. Чанг [92] нашел, что в уравнении (9.2) k = 0,13 для горизонтальных поверхностей и k = 0,098 для вертикальных.
Все теории гидродинамического кризиса не учитывают многие аспекты этого сложного явления и не могут объяснить влияние отдельных факторов на значение qKV\.
В работе [71] отмечается существенное влияние на </hpi примесей в жидкости, физических свойств, толщины, геометрии, размеров и ориентации в гравитационном поле теплоотдающей поверхности. Например, с уменьшением толщины и теплопроводности металлических стенок qKll заметно падает (в опытах до 2 раз).
Формулы типа (9.2) не согласуются и с результата*ми опытов при кипении жидких металлов ни по величине, ни по характеру зависимости <7Kpi от давления. Основную причину этого расхождения авторы работы [71] видят в том, что по гидродинамической теории кризиса весь тепловой поток qKVi идет на
274
испарение и отводится паром. На рис. 8.10 показано, что это приближенно справедливо лишь при достаточно высоких давлениях даже для воды. Жидкие металлы кипят обычно при давлении много меньше критического и обладают большой теплопроводностью. Следовательно, даже при кризисе значительная доля тепла отводится жидкостью.
Предположив, что по формуле (9.2) определяют лишь тепловой поток, отводимый паром, авторы работы [71] ввели поправку
При сопоставлении уравнения (9.7) с данными опытов по кризису в большом объеме натрия, калия, цезия и рубидия при Р = (10-2 -f- 3,5) найдено, что
где с = 45 ат для развитого кипения и с = 18 ат для неустойчивого кипения: k = 0,14; т = 0,4.
Последнее время все больше изучаются негидродинамические аспекты кризиса пузырькового кипения. В работе [162] исследовано влияние на ^Kpi материала теплопередающей стенки и ее толщины. Опыты проводили при кипении насыщенной дистиллированной воды в большом объеме. Нагреватель — лента длиной 55 мм, шириной 8 мм и толщиной 6Ю от 0,01 до
2 мм — изготовляли из различных металлов. Нагрев осуществляли непосредственным пропусканием постоянного и переменного электрического тока.
Результаты опытов представлены на рис. 9.2 [162] для воды, а на рис. 9.3 [162] для /г-пропанола. Для воды нет расслоения по материалу нагревателя, но для малых 6wcy проявляется различие в нагреве постоянным (2) и переменным (1) током и существенным оказывается влияние низкотеплопроводных окисных пленок (3). Для /2-пропанола происходит расслоение материала по коэффициенту теплопроводности (медь а = = 292 ккал/м • К, сталь 49, инконнель 13,4).
Эти результаты авторы объясняют тем, что в околокритиче-ских режимах центральная часть поверхности под растущим пузырем высыхает.
Отвод тепла паром от этой части поверхности много ниже, чем жидкостью, и ее температура растет тем быстрее, чем (при заданном тепловыделении) тоньше стенка (меньше ее теплоемкость), хуже перетечки тепла теплопроводностью в область, смоченную жидкостью.
Если температура сухого пятна превысит ГПр за время роста пузыря, то последующий контакт с жидкостью в этом месте даже после отрыва пузыря окажется невозможным, пока за счет пере-течек тепла и охлаждения через пленку пара локальная темпе-18* 275
<7кр1 = 1 + — kr У Рг у' ?°(Рж — Рп) ¦
(9.7)
(9.8)
ратура поверхности не снизится до значений, допускающих контакт с жидкостью.
Эксперименты показали, что при qw, близких к gKpi, центральная часть парового пятна может оставаться несмоченной в 10 и более раз дольше времени роста пузыря.
Численное решение задачи нестационарной теплопроводности для сухого пятна [162] подтвердило сказанное и показало,
что для малых чисел Фурье Fo = < 10
RL
(Rn
макси-
мальным радиус сухого пятна; хт — время его достижения; аи
86°-<?«piS
)\510бг
0,510*
/** ..V
i
0,86-q; 4-10
3-10
W3 го~‘
(6cr)w -0,239,
W'
н8т-с
2*10
0,05 0,1 0,2
2 6у/уМ М
Рис. 9.2. Зависимость q^i для воды от теплоемкости материала стенки на единицу площади
Рис. 9.3. Зависимость gKpi для п.-пропанола от толщины и материала нагревателя:
1 — медь; 2 — сталь; 3 — инконнель
