Нестационарный теплообмен - Кошкин В.К.
Скачать (прямая ссылка):
температуропроводность материала стенки) отвод тепла от пятна теплопроводностью мал. В этом случае скорость роста температуры определяет б^ср и тепловыделение. Поэтому величина qKр
будет пропорциональна (см. рис. 9.2). Для каждого
тт
материала и значения %т есть предельное значение б * , начиная с которого дальнейшее увеличение толщины стенки не влияет на q^ph
Влияние вида тока нагревателя также станет ясно, если учесть, что при нагреве переменным током тепловыделение более интенсивно у поверхности проводника, чем в случае постоянного тока, и колеблется во времени около среднего значения
Влияние низкотеплопроводной окисной пленки можно объяснить тем, что при контакте жидкости со стенкой температура в месте контакта установится тем меньше, чем больше
/1 _1_ (РсЯ)ж (рсА)ш
276
Для окисной пленки алюминия много меньше, чем
основного металла, поэтому после отрыва пузыря контакт жидкости с сухим пятном может произойти при большей Tw0, чем на
алюминии. При достаточно больших значениях Fo = <^L
Rm
(в рассматриваемом случае больше 10"-2), когда перетечки тепла станут заметны, начнет влиять на температуру в зоне контакта теплопроводность (точнее температуропроводность и Fo) материала стенки. Этим, в частности, объясняется расслоение qKV i, показанное на рис. 9.3.
Таким образом, анализ работы [162] позволяет заключить, что gKpi должно быть про-
порционально^^, '—, а также за-
Р т m R2m (9d)w
висеть от распределения источников тепла в нагревателе и от его геометрии.
Экспериментальное исследование механизма кризиса пузырькового кипения и переходного кипения подтверждает эту точку зрения. В работе [128] показано, что кризис наступает тогда, когда жидкая микропленка под пузырем за время его роста успевает высохнуть, чему способствует также слияние соседних пузырей. Перегрев поверхности в этом месте исключает на некоторое время контакт жидкости со стенкой. При увеличении числа таких сухих пятен тепловой поток с повышением Тго — Ts, пройдя максимум, начинает уменьшаться.
На рис. 9.4 [128] gKpi увеличивается с уменьшением времени роста пузыря тр, но так как тр ^ %m, a 6wpс = const в опытах, то
бтв)рС
это подтверждает пропорциональность qKpi параметру — -.
Tm
Таким образом, кризис пузырькового кипения, как и само пузырьковое кипение, помимо гидродинамических аспектов в значительной мере определяется условиями локального нестационарного теплообмена между стенкой, жидкостью и паровым пузырем и термодинамической возможностью контакта жидкости со стенкой.
Зная механизм кризиса пузырькового кипения, можно объяснить влияние недогрева жидкости на quvг. Из экспериментов известно, что отрывной диаметр D0 и время существования пузыря тр на стенке с увеличением недогрева жидкости и скорости ее течения убывают.
Следовательно, для возникновения паровых пятен и увеличения температуры стенки выше Тп]) требуются значительно большие тепловые потоки. Поэтому qKpi увеличивается с повышением недогрева жидкости как по этой причине, так и вследствие
277
Рис. 9.4. Влияние времени роста пузыря на qKVi
роста теплового потока, идущего только на нагрев жидкости.
Ограниченность гидродинамических теорий кризиса проявляется и в характере зависимости qhla от величины ускорения гравитационного поля. Эксперименты показывают, что теплоотдача в области развитого пузырькового кипения практически не зависит от величины ускорения g гравитационного поля. Это объясняется тем, что подъемные силы играют второстепенную роль в процессе роста и отрыва паровых пузырей. Отношение влияния инерционных и подъемных сил в этом процессе можно характеризовать [96] числом Фруда
Рр__3R2R2 + R3R _ 2 Г (Тw Тs)cжрж (jiq 'И'2
R*g ~ R*g [ грп
где R, R и R — соответственно текущий радиус, скорость и ускорение роста парового пузыря. Даже в земных условиях при glgo = 1, Р = 1 ат, Tw — Ts = 9° С и R = 0,127 мм значения числа Фруда [96] для жидких водорода, кислорода, азота и воды соответственно будут: 352, 546, 452 и 13 900. Следовательно, при представляющих практический интерес ускорениях g/go = 0ч-15 влияние подъемных сил на рост пузыря пренебрежимо мало. Поэтому с точки зрения негидродинамических аспектов кризиса влияние ускорения на ^[ф1 не должно проявляться. Гидродинамические условия возникновения кризиса дают зависимость
l?EM3L=fJLy\ {99)
«КР1Ш \SoJ
Эта теория построена для горизонтальной бесконечной пластины, а в других случаях зависимость может быть сложнее [22]:
^кр!
^Kpln
fi Г12 Рп . f-g-Л
Ц о \ go )
1/2Л
где L — характерный размер.
На рис. 9.5 и 9.6 сопоставлены результаты расчета по уравнению (9.9) и эксперимента соответственно для малых и больших значений g/go. Линии на графиках соответствуют уравне-
нию—^121—= ^ . Равенство (9.9) особенно сильно на-
1/кр1(й = ё0) ч^0/
рушается в области слабых гравитационных полей.
Необходимо отметить особенность возникновения кризиса при быстром росте тепловыделения во времени [127]. В этом случае кризис наступает раньше, чем паровые пузыри успевают оторваться от поверхности. Если наброс тепловой нагрузки происходит от нуля, то сначала тепло от стенки отводится теплопроводностью в жидкость. Свободная конвекция не успевает
