TTM_L

турбулентное течение. Зона 109£Ra£6×1010 соответствует переходному режиму течения в пограничном слое, при котором расчет теплообмена затруднен. Коэффициент теплоотдачи в переходной области может быть получен, как средне арифметическое от его минимального значения при ламинарном течении и значения коэффициента теплоотдачи при турбулентном течении.

Экспериментальные исследования теплоотдачи при турбулентном течении в пограничном слое позволили рекомендовать следующее выражение для расчета локальных значений коэффициента теплоотдачи: Nuж,x=0,15Raж,x1/3eт. Из этого равенства следует, что локальная интенсивность теплообмена при турбулентном течении в пограничном слое не зависит от координаты, следовательно, средняя интенсивность теплоотдачи совпадает с локальной интенсивностью.

ТЕПЛООТДАЧА ПРИ СВОБОДНОМ ДВИЖЕНИИ У ГОРИЗОНТАЛЬНОЙ ТРУБЫ

Теоретическое решение подобной задачи сталкивается с непреодолимыми трудностями в связи с тем, что при свободном движении жидкости у поверхности цилиндра в верхней его части происходит отрыв пограничного слоя с образованием вихревой зоны. При этом даже при высоких температурных напорах на нижней части цилиндра остается ламинарное течение в пограничном слое. Исследования И. М. Михеевой позволяют рекомендовать для расчета средней интенсивности теплообмена горизонтального цилиндра следующее выражение Nuж,d=0,5Raж,d1/4eт.

ТЕПЛООТДАЧА ПРИ СВОБОДНОМ ДВИЖЕНИИ В ОГРАНИЧЕННОМ ОБЪЕМЕ Если объем жидкости небольшой и в нем рас-

положены поверхности с разными температурами, отличными от температуры жидкости, то течения, которые возникают у поверхностей, могут тем или иным способом взаимодействовать между собой. Разделить эти течения довольно тяжело и часто вообще невозможно. Так, если рассматривать горизонтальные щели, образованные двумя плоскими поверхностями (рис. 11.1 в, г), то при более высокой температуре верхней поверхности (в) движение в щели отсутствует, и перенесение теплоты происходит только за счет теплопроводности. Однако при более высокой температуре нижней поверхности, в щели возникают конвективные токи, обусловлен-

ные нагревом жидкости у нижней поверхности и Рис. 11.1. Свободное движение охлаждением у верхней, что увеличивает перенос в ограниченном объеме (tс1>tс2). теплоты. Похожим образом происходит конвекция

в зазорах между двумя вертикальными плоскостями (а, б) и горизонтальными цилиндрами. Плотность теплового потока в этих случаях может быть определена по формулам для теплопроводности твердых тел соответствующей конфигурации q=lэкв(tс1-tс2)/d, если использовать эквивалентную теплопроводность среды между поверхностями lэкв=leк, где eк³1 – коэффициент, который учитывает дополнительный перенос теплоты за счет естественной конвекции.

31

ЛЕКЦИЯ 12. Специальные вопросы конвективного теплообмена в одно-

родной среде

ТЕПЛООТДАЧА ПРИ СВЕРХКРИТИЧЕСКОМ СОСТОЯНИИ ВЕЩЕСТВА

В настоящее время в энергетике и других областях техники все шире используются высокие давления и температуры. В ряде аппаратов и устройств давление теплоносителя превышает термодинамическое крити-

ческое давление pк (для воды 218,3 атм.). Температура жидкости при этом может быть как больше, так и меньше термодинамической критической температуры tк (для воды

647 К).

Сверхкритическая область состояний характеризуется своеобразным и значительным изменением физических свойств вещества при сравнительно небольших изменениях температуры и давления. Особенно резко изменяется теплоемкость cp; она может изменяться во много раз и проходит через максимум (рис. 12.1). Температуру tm, соответствующую максимуму теплоемкости при p=const, называют псевдокритической. В этой области происходит и существенное изменение плотности, вязкости и теплопроводности. Заметно изменяется и проходит через максимум число Прандтля Pr=mcp/l.

Из термодинамики известно, что в сверхкритической области состояния переход из жидкой фазы к газообразной про-

исходит непрерывно. Изменение свойств вещества не имеет скачкообразного, разрывного характера, наблюдаемого при сосуществовании жидкой и паровой фаз. Поэтому теплообмен при сверхкритическом состоянии рассматривают как теплообмен в однофазной среде, но с ярко выраженной переменностью физических свойств теплоносителя. Только при исчезающее малых температурных напорах, когда переменность физических параметров практически не проявляется, коэффициент теплоотдачи можно рассчитывать по обычным формулам, приведенным ранее. С ростом температурного напора расхождение между опытными данными и данными расчета по этим формулам растет и может стать недопустимо большим.

В некоторых случаях на отдельных участках трубы наблюдается резко пониженная теплоотдача (так называемый режим «ухудшенной теплоотдачи»). При этом значительно возрастает температура стенки, что может привести к ее разрушению. Ухудшенная теплоотдача наблюдалась как в горизонтально, так и вертикально расположенных трубах при числах Рейнольдса, достигающих величины ³106. В некото-

32

рых опытах обнаружены повышенные значения коэффициентов теплоотдачи. Эти режимы могут сопровождаться значительными пульсациями давления и шумом.

Было проведено большое количество экспериментальных и расчетноэкспериментальных исследований с целью получения расчетных зависимостей, позволяющих определить теплоотдачу при различных режимных условиях. В частности, показано, что в области околокритического состояния турбулентное течение и сопутствующий теплообмен могут существенно зависеть от числа Грасгофа, т.е. от тепловой гравитационной конвекции, обусловленной существенным изменением плотности в рассматриваемой области состояний вещества.

Несмотря на наличие большого количества фактического материала значительного числа гипотез, выдвинутых для его объяснения, и ряда расчетных зависимостей, в настоящее время нет в достаточной степени обобщенных формул, с помощью которых можно было бы надежно рассчитать теплоотдачу для всех случаев. Практическое определение коэффициентов теплоотдачи должно проводиться по экспериментальным данным (формулам), в максимальной степени соответствующим условиям работы промышленной установки.

ТЕПЛООТДАЧА ПРИ ТЕЧЕНИИ ГАЗА С БОЛЬШОЙ СКОРОСТЬЮ При движении газа с большими скоростями процесс переноса теплоты связан с

газодинамичными процессами в пограничном слое. Согласно первому закону термодинамики для потока 1 кг газа (i1+w12/2)-(i2+w22/2)=Q/G, i – удельная энтальпия; w

– скорость газа, Q – тепловой поток, переданный между сечениями 1 и 2; G – расход газа. При адиабатном течении Q=0, поэтому увеличение скорости сопровождается снижением энтальпии и наоборот. Энтальпией адиабатического торможения называется iторм=i+w2/2, а для идеальных газов, где i=cpT, температура полного адиабати-

ческого торможения Tторм=T+w2/(2cp).

Из термодинамики известно, что скорость звука wзв=(kRT)1/2. Тогда температура

торможения Tторм=T(1+(k-1)M2/2), где M=w/wзв – число Маха; k=cp/cv (для воздуха k=1,4). Видно, что отличие термодинамической температуры T от температуры

адиабатного торможения Tторм становится существенным при M>0,5. Если рассчи-

тать эту температуру для воздуха, имеем при M=1 Tторм=1,2T, а при M=3 Tторм=2,8T. У поверхности тела вследствие действия сил трения происходит торможение

потока, а на самой поверхности w=0 (поток полностью заторможен). При этом температура потока повышается до температуры адиабатного торможения. В потоке у стенки как бы действуют внутренние источники теплоты, мощность которых пропорциональна квадрату скорости потока. В реальных условиях процесс преобразования энергии при торможении у стенки сопровождается обменом теплотой и работой смежных слоев газа. Это приводит к отличию реальной температуры газа у стенки от адиабатной. Температуру заторможенного реального потока у стенки называют собственной температурой и определяют ее соотношением Tсоб=T(1+r(k-1)M2/2), где r – коэффициент восстановления температуры. Если выделение теплоты за счет диссипации механической энергии преобладает над отведением теплоты, то r>1. При r<1 преобладают процессы отведения теплоты. В случае, когда Tст=Tсоб, тепловой поток у стенки равен нулю, и теплообмен происходит только внутри газа.

33

ЛЕКЦИЯ 13. Теплообмен при фазовых превращениях. Конденсация пара

Фазовые превращения (конденсация или кипение) могут происходить как в среде одного вещества (чистого вещества), так и в многокомпонентной среде. В последнем случае процесс теплообмена усложняется процессом массопереноса и сопровождающим его процессом диффузии. Сначала рассмотрим фазовые превращения чистого вещества.

ТЕПЛООБМЕН ПРИ КОНДЕНСАЦИИ ЧИСТОГО ПАРА При конденсации пара происходит выделение теплоты фазового перехода, по-

этому данный процесс неразрывно связан с теплообменом. Конденсация может происходить как в объеме пара, так и на охлажденной поверхности. В первом случае процесс происходит при значительном переохлаждении пара (визуализация треков элементарных частиц в камере Вильсона). Второй случай, который чаще встречается в производственных условиях, рассматривается в следующей части этой лекции.

Конденсация насыщенного или перегретого пара на поверхности происходит только в том случае, когда температура поверхности ниже температуры насыщения при данном давлении пара. При этом на поверхности может образоваться пленка конденсата (пленочный режим) или поверхность покрывается отдельными каплями конденсата (капельный режим). В первом случае жидкость смачивает поверхность конденсации, а в другом - нет. Эффект смачивания связан с действием сил поверхностного натяжения, которые наблюдаются в поверхностном (капиллярном) слое на расстоянии действия межмолекулярных сил и пытаются сократить поверхность раздела фаз. Сила, отнесенная к единице длины какого-нибудь контура на границе раздела фаз, направленная по касательной к межфазной поверхности и нормально к контуру, называется коэффициентом поверхностного натяжения. Наличие поверхностного натяжения приводит к искривлению поверхности жидкости при соприкосновении трех тел: жидкости, пара и стенки. Условия равновесия в точке A твердой поверхности (рис. 13.1) на границе раздела трех сред определяется по выражению. sс,г=sж,с+sж,г×cos(q), где q – краевой угол смачивания. Если q<90° (sс,г>sж,с), то жидкость смачивает стенку. При sс,г<sж,с краевой угол q>90°, жидкость не смачивает стенку. Абсолютная смачиваемость (жидкость смачивает всю поверхность, растекаясь по ней) и несмачиваемость (в случае воды, гидрофобная поверхность, при этом жидкость не контактирует с поверхностью, между ними образуется микронный слой газа) характеризуются соответственно краевы-

ми углами q=0° и q=180°.

Реально существуют частично смачиваемые (0<q<90°) и частично несмачиваемые (90°<q<180°) поверхности.

При пленочной конденсации пара на смачиваемой поверхности общее термическое сопротивление переносу теплоты от пара к стенки складывается из со-

34

пленки перенос теплоты осуществляется только теплопроводностью, тогда как при турбулентном течении пленки надо учитывать и турбулентный перенос теплоты. Если записать критерий Рейнольдса для пленки конденсата с учетом ее эквивалент-

ного диаметра, то dэк=4f/u=4Ld/L=4d, Re=4wсрd/u, и при Re<Reкр (Reкр=1600) имеет место ламинарное течение конденсата.

ТЕПЛООБМЕН ПРИ КОНДЕНСАЦИИ НАСЫЩЕННОГО ПАРА НА ВЕРТИКАЛЬНОЙ ПОВЕРХНОСТИ

Рассмотрим вертикальную плоскую стенку высотой h, имеющую постоянную температуру tст<tн (см. рис. 13.2). Расположим ось x вдоль поверхности, ось y – нормально к поверхности. Начало координат поместим на верхнем крае стенки. Считаем пар сухим насыщенным. Примем допущения: силы инерции в пленке конденсата малы, и ими можно пренебречь; конвективный перенос теплоты в пленке конденсата и теплопроводность вдоль оси x не учитываются; трение на границе паровой и жидкой фазы отсутствует; температура внешней границы пленки конденсата равна температуре насыщения; физические параметры конденсата не зависят от температуры; силы поверхностного натяжения на внешней границе пленки не влияют на характер течения; плотность пара мала по сравнению с плотностью конденсата.

Допустим, что на координате от начала стенки толщина пленки конденсата d. Пренебрегая теплотой переохлаждения конденсата, можно считать, что отведенный от пара тепловой поток Q=r×G, где G – количество пара, который сконденсировался на стенке от ее начала до координаты x. По уравнению непрерывности G=r'wсрLd, а площадь поверхности переноса теплоты F=Lx. Тогда из Q=r×G получим wсрd= G/(rr')=a Dt x/(rr'), и критерий Рейнольдса приобретает вид Re=4a Dt x /(rr'u). Таким образом, при конденсации пара число Рейнолдса, кроме роли гидрадинамического критерия, играет роль определяющего критерия.

Учитывая сделанные выше допущения, уравнения энергии и движения для пленки конденсата запишутся в виде d2t/dy2=0, m d2wx/dy2=-r'g. ГУ для этих уравне-

ний при тех же допущениях будут: при y=0 t=tст, wx=0; при y=d t=tн, dwx/dy=0. Интегрируя дважды d2t/dy2=0 и используя ГУ получим: -dt/dy=(tн-tст)/ d. Из уравнения

35

теплоотдачи, используя -dt/dy=(tн-tст)/δ, получим α=-λ(dt/dy)/(tн-tст)=λ/δ. Таким образом, локальный коэффициент теплоотдачи является величиной, обратной термиче-

скому сопротивлению пленки конденсата.

Определим закон изменения толщины пленки конденсата по высоте стенки, для чего найдем сначала среднюю скорость течения пленки на координате x от начала стенки. Проинтегрируем дважды уравнение движения μ d2wx/dy2=-ρ'g и учтем приведенные выше ГУ. Получим: wx=ρ'g(δy-y2/2)/μ. Среднюю скорость течения пленки

δ

конденсата определим по теореме о среднем wср= ∫ wx dy =ρ'gδ2/(3μ).

0

Количество конденсата, протекающего через поперечное сечение пленки за единицу времени при ширине пленки, равной единице, определяется по уравнению непрерывности G=ρ'wсрδ. Через сечение, лежащее на dx ниже, протекает конденсата больше на dG=d(ρ'wсрδ), что вызвано конденсацией пара на поверхности dx. Учитывая, что при конденсации отводится только теплота фазового перехода, получим, с

учетом α=λ/δ, что dG=dQ/r=q dx/r=α(tн-tст)dx/r=λ(tн-tс)dx/(rδ). Приравняв полученные выражения для dG с учетом того, что wср=ρ'gδ2/(3μ), и проведя дифференцирование, получим дифференциальное уравнение, связывающее толщину пленки конденсата с расстоянием от верхней кромки стенки в виде rρ'2gδ3/(λμ) dδ=(tн-tст) dx. Интегрируя это уравнение и, учитывая, что tст=const, а при x=0 δ=0, получаем δ=(4λμ(tн-tст)x/(rρ'2g))1/4. Отсюда имеем, что толщина пленки конденсата зависит от расстояния от верхней кромки стенки как δ=с x1/4. Если подставить выражение для δ в формулу α=λ/δ, получим α=((rρ'2gλ3)/(4μ(tн-tст)x))1/4. Полученное выражение для локальных коэффициентов теплоотдачи показывает, что с увеличением расстояния от верхней кромки стенки (при постоянной разницы температур) интенсивность теплообмена уменьшается как α=с x-1/4.

Подобное влияние как на коэффициент теплоотдачи, так и на толщину пленки конденсата, оказывает и изменение температурного напора. Однако, если при постоянном температурном напоре плотность теплового потока уменьшается по мере увеличения координаты x, то при изменяющемся температурном напоре q= с t ¾ , и, следовательно, при увеличении температурного напора по координате x плотность теплового потока тоже увеличивается.

0

Нуссельтом. Принятые выше допущения делают решение Нуссельта приближенным. Более точные решения показывают, что при больших температурных напорах и около критичной области интенсивность теплообмена существенно выше, чем по решению Нуссельта. При конденсации пара редких металлов интенсивность теплоотдачи существенно ниже, чем по решению Нуссельта.

ПЛЕНОЧНАЯ КОНДЕНСАЦИЯ НА ГОРИЗОНТАЛЬНОЙ ТРУБКЕ При тех же упрощающих допущениях, что и в случае вертикальной поверхно-

сти, и, полагая, что ось x совпадает с направлением течения пленки конденсата, коэффициент теплоотдачи для наклонной поверхности (под углом ϕ к направлению

36

силы тяжести) должен определяться по проекции ускорения силы тяжести gx=gcos(ϕ). Тогда коэффициент теплоотдачи определяется в виде aϕ=aсрN cos(ϕ)1/4, где aсрN – коэффициент теплоотдачи для вертикальной поверхности по Нуссельту.

Для криволинейной поверхности, в частности для горизонтальной трубки, угол ϕ является переменной величиной. Учитывая этот факт, Нуссельтом было получено решение для конденсации на горизонтальной трубке: aсрN=0,728((rr'2gl3)/(m Dt d))1/4. Это решение отличается от решения для вертикальной поверхности только коэффициентом перед корнем. Для случая q= const постоянная перед корнем равна 0,693.

ТЕПЛООБМЕН ПРИ КАПЕЛЬНОЙ КОНДЕНСАЦИИ ПАРА Капельная конденсация возникает на несмачиваемой поверхности (для воды –

на гидрофобной поверхности). При этом поверхность конденсации покрывается отдельными каплями конденсата, которые спонтанно возникают на поверхности, растут в объеме за счет конденсации пара на поверхности капли до тех пор, пока не скатываются с поверхности под действием силы тяжести. По мере роста капли могут сливаться при столкновении. Поэтому, строго говоря, процесс капельной конденсации не является стационарным процессом, но, если рассматривать усредненные по времени характеристики процесса, то процесс капельной конденсации можно считать квазистационарным процессом. В связи с тем, что на криволинейной поверхности раздела фаз (поверхности капли) возникает дополнительное давление, обусловленное силами поверхностного натяжения, которое по Лапласу для сферической капли имеет вид Pж=Pн+2s/R, где Pж, Pн – давление жидкости в капле и давление пара (насыщения), s – коэффициент поверхностного натяжения, R – радиус капли. При фиксированной температуре стенки могут образовываться и существовать только с радиусом, большим, чем критичный по Томпсону Rкр=2sTн/(rr'(tн-tст)).

При капельной конденсации, вместе с каплями конденсата, на поверхности образуется очень тонкая (порядка действия межмолекулярных сил ≈1mм) пленка конденсата. Эта пленка неустойчива, периодически разрывается и под действием сил поверхностного натяжения стягиваются в капли. Таким образом, при капельной конденсации жидкая фаза находится в движении, вызванном действием капиллярных сил на поверхности раздела фаз при переменной температуре. Такое движение называют термокапиллярным. Термокапиллярная движущая сила имеет размерность давления и определяется как Pt=q s grad(tп), где q=(1/s) ds/dt – температурный коэффициент поверхностного натяжения.

Эти представления про процесс капельной конденсации были использованы В. П. Исаченко при разработке математической модели процесса и обработке экспериментальных данных. В результате получены уравнения для определения средних коэффициентов теплоотдачи при капельной конденсации неподвижного пара:

при 8×10-4£Rek<3,3×10-3 Nu=3,2×10-4 Rek-0,84 Pk1,16 Prн1/3,

при 3,3×10-3£Rek<1,8×10-2 Nu=5×10-6 Rek-1,57 Pk1,16 Prн1/3,

где Nu=aRкр/lж, Rek=wkRкр/u'=lж(tн-tст)/(rr'u'), Pk=2qs2Tн/(rr'2u'2).

Условная скорость роста конденсирующейся фазы, входящая в Rek, определяется из условия отведения теплоты фазового перехода теплопроводностью wk=lDt/(rr'Rкр). Определяющая температура – Tн, определяющий размер – Rкр. Критерий Pk учитывает влияние термокапиллярного движения на интенсивность теплообмена.

37

ЛЕКЦИЯ 14. Теплообмен при кипении однокомпонентной жидкости

МЕХАНИЗМ ПРОЦЕССА ТЕПЛООБМЕНА И РЕЖИМЫ КИПЕНИЯ Процесс кипения чистой жидкости возможен в диапазоне от тройной точки до

критического состояния. При кипении происходит поглощение теплоты фазового перехода, т.е. процесс кипения, как и процесс конденсации, неразрывно связан с процессом теплообмена.

Различают кипение на твердой поверхности, к которой извне подводится теплота, и кипение в объеме жидкости. В последнем случае паровая фаза возникает спонтанно по всему объему жидкости. Такой процесс происходит при значительном перегреве жидкости относительно температуры насыщения, что чаще всего имеет место при резком сбросе давления. Этот случай редко встречается на практике и поэтому далее не рассматривается.

При кипении жидкости у твердой поверхности необходимо наличие двух условий: перегрев жидкости у поверхности и наличие центров парообразования. Ими могут быть различные неровности поверхности, которые облегчают появление паровых пузырьков. Процесс кипения, при котором на поверхности пар образуется в виде отдельных пузырьков, которые растут во времени и периодически отрываются от поверхности, называется пузырьковым режимом кипения. По мере роста числа пузырьков пара отдельные пузырьки могут сливаться, создавая у поверхности паровую пленку, которая периодически отрывается от поверхности. Такой режим кипения называют пленочным.

При пузырьковом режиме кипения основной поток теплоты от стенки отводится жидкой фазой, поскольку ее теплопроводность существенно выше, чем паровой фазы. Поэтому, как и в случае конвекции однофазной жидкости, основным термическим сопротивлением является сопротивление пограничного слоя жидкости. Однако периодическое возникновение, рост и отрыв пузырьков пара приводит к существенной турбулизации пограничного слоя, что, в свою очередь, приводит к значительному увеличению теплоотдачи.

МИНИМАЛЬНЫЙ РАДИУС ПАРОВОГО ПУЗЫРЬКА Для возникновения и существования в окружении жидкости парового пузырька

необходимо, чтобы суммарное давление в нем было не меньше сил, которые действуют на него. В момент возникновения пузырька на него действуют две силы: давление жидкости и поверхностное натяжение на поверхности раздела фаз. Условие равновесия этих сил определяется уравнением Лапласа P=P1-P=2σ/Rk, где Rk – минимальный или критичный радиус пузырька.

Как говорилось выше, образование пузырька возможно только в том случае, если жидкость у поверхности перегрета относительно температуры насыщения, т.е. существует разница температур T=Tж-Tн. Тогда разница давления, обусловленная этой разницей температур P=P' T. Если учесть зависимость давления от кривизны поверхности пузырька газа, получается P=P' T (ρ'-ρ'')/ρ'.

Производная от давления по температуре на кривой насыщения определяется по уравнению Клайперона – Клаузиса P'=rρ''ρ'/(Tн(ρ'-ρ'')).

Из P= 2σ/Rk с учетом P=P' T (ρ'-ρ'')/ρ' и P'=rρ''ρ'/(Tн(ρ'-ρ'')) находится критичный радиус парового пузырька Rk=2σTн/(rρ''(Tж-Tн)).

38

Это соотношение аналогично уравнению Томпсона для процесса капельной конденсации, но в знаменателе стоит плотность паровой фазы. При R<Rk она начинает расти и в конечном итоге, отрывается от поверхности.

ОТРЫВНОЙ ДИАМЕТР ПАРОВОГО ПУЗЫРЬКА Паровой пузырек, зародившийся на поверхности, растет до некоторого диамет-

ра d0, при котором он отрывается от поверхности. В статических условиях и в предположении сферичности поверхности пузырька этот диаметр определяется из условия механичного равновесия между подъемной силой g (r'-r'')V, которая питается оторвать пузырек от поверхности, и силой поверхностного натяжения sF, удерживающей ее на поверхности. Объем V и площадь поверхности парового пузырька пропорциональны кубу и квадрату характерного размера d соответственно. Тогда из условия равновесия сил d={s/[g (r'-r'')]}1/2. Эта величина называется «капиллярная постоянная». Она зависит от рода жидкости и давления.

Если под отрывным диаметром пузырька понимать ее эквивалентный диаметр, то на основании выражения для капиллярной постоянной можно получить d0=0,0208qd={s/[g (r'-r'')]}1/2, где q – краевой угол смачивания в угловых градусах. Величина отрывного диаметра прямо пропорциональна краевому углу смачивания. С увеличением этого угла смачиваемость поверхности жидкостью ухудшается, и паровой пузырек при отрыве преобретает большие размеры. Для жидкости, не смачивающей поверхность, q³90°, это приводит к резкому увеличениюплощади поверхности стенки, занятой основаниями растущих пузырьков пара и, соответственно, к уменьшению теплоотдачи.

При движении жидкости у парогенерирующей поверхности на условия отрыва пузырька пара дополнительно влияет динамичный напор потока.

После отрыва от поверхности паровой пузырек движется через жидкость (всплывает).Если температура жидкости меньше температуры насыщения пара в объеме пузырька, то происходит конденсация пара на поверхностипузырька и уменьшения его размеров вплоть до полной конденсации (захлопывания пузырька). При температуре жидкости выше температуры насыщения по мере движения пузырька происходит испарение жидкости в объем пузырька и увеличение его размера. Опыты показывают, что интенсивность теплообмена между перегретой жидкостью и поверхностью парового пузырька очень велика (примерно 2×10-5 Вт/(м2К)). За сет этого происходит интенсивное испарение жидкости в объем пузырька, и при всплывании пузырек существенно увеличивается в размерах.

ЗАВИСИМОСТЬ ПЛОТНОСТИ ТЕПЛОВОГО ПОТОКА ОТ ТЕМПЕРАТУРНОГО НАПОРА И СПОСОБА ОБОГРЕВА ПОВЕРХНОСТИ ПАРООБРАЗОВАНИЯ

При кипении жидкости в неограниченном объеме у нагретой поверхности плотность теплового потока, передаваемого в жидкость от стенки довольно сложно зависит от разности температур «стенка-жидкость», что указывает на существенное влияние различных факторов. Характерная кривая кипения чистой однокомпонентной жидкости представлена на рис. 14.1. Анализ этой кривой позволяет сделать некоторые выводы.

При малых температурных напорах, когда число центров парообразования сравнительно невелика и турбулизация пограничного слоя мала, интенсивность теп-

39

дение кривой кипения зависит от способа нагрева поверхности кипения.

Если нагрев поверхности осуществляется так, что есть возможность управления ее температурой (например, паровой нагрев с высокими параметрами пара), то дальнейшее повышение температуры поверхности приводит к уменьшению плотности теплового потока (к снижению интенсивности теплообмена, зона 4). Этот факт объясняется тем, что все большая часть парогенерирующей поверхности покрывается паровой пленкой. Интенсивность переноса теплоты от стенки к паровой среде существенно ниже, чем к жидкой фазе. Зона 4 является переходной зоной от пузырькового кипения к пленочному кипению. Точка Г соответствует минимуму теплообмена при пленочном режиме кипения.

При дальнейшем увеличении температурного напора плотность теплового потока растет за счет увеличения радиационной составляющей, поскольку зона 5 является областью достаточно высоких температур поверхности (для воды > 500 ° С). Эта зона является областью пленочного режима кипения.

Если нагрев поверхности кипения осуществляется таким образом, что независимой переменной является плотность теплового потока (например, электрическим обогревом поверхности), то после достижения максимума теплообмена при пузырьковом кипении и дальнейшем повышении плотности теплового потока происходит резкий переход в область пленочного режима кипения (точка Д). При этом температура поверхности резко увеличивается до 700 – 900 ° С. Если происходит уменьшение теплового потока при электрическом обогреве, а температура поверхности выше, чем в точке Д, то пленочный режим кипения сохраняется, аж до точки Г, после чего температура поверхности резко снижается (точка Е), а процесс кипения переходит в пузырьковый режим кипения.

Точка с максимальной плотностью теплового потока (qмакс) называется первой критической плотностью теплового потока q1кр. Она зависит от теплофизических свойств жидкости и давления. Минимальная плотность теплового потока при пленочном кипении qмин называется второй критической плотностью теплового потока q2кр. Опыты показывают, что эта величина зависит от давления, вида жидкости, шероховатости поверхности кипения и ряда иных факторов. Она пропорциональна

40