2.5. Парогенераторы, обогреваемые газами

Газообразные вещества имеют достаточно хорошие ядерно-физические свойства. Незначительные сечения за-хвата тепловых нейтронов газами дают возможность ис-

пользовать в реакторах необогащенный уран. Простые одноатомные газы (кроме азота и аргона) в активной зоне реактора не разлагаются и не активируются. Разложение и активация сложных многоатомных газов также практически незначительна. Газы, используемые в качестве теп-лоносителей, не должны обладать химической активностью и должны быть коррозионно инертны. В отношении теп-лофизических свойств лучшими теплоносителями являются водород и гелий. Большинство же газов являются плохими теплоносителями. Теплоемкость, теплопроводность и плотность их очень, малы, поэтому для отвода теплоты необходимо прокачивать большие объемы теплоносителя. Плохие теплоотдающие свойства затрудняют получение высоких температур теплоносителя на выходе из реактора при металлических оболочках твэлов из-за высоких пере-падов температуры между газом' и поверхностью твэла. По этой же причине необходимо создание чрезмерно больших площадей поверхностей нагрева и применение жаростойких и керамических оболочек твэлов.

В настоящее время самым распространенным газовым теплоносителем в ядерной энергетике является углекислый газ. По теплопроводности и интенсивности теплообмена он уступает гелию, но по затратам на перекачку его массы (при одной и той же мощности) он лучше.

Гелий является перспективным теплоносителем для высокотемпературных ядерных энергетических установок, позволяющих получить высокие, сверхвысокие и даже за-критические параметры пара, несмотря на то что по своим теплообменным свойствам он уступает водороду. Приме-нение водорода затруднено из-за его химической активности (образование взрывоопасных соединений). В Советском Союзе энергетические установки с газовыми тепло-носителями пока не нашли применения. Наиболее широко газовые теплоносители используются в Великобритании. На АЭС «Колдер — Холл» были установлены первые про-мышленные парогенераторы с газовым теплоносителем.

Начиная с 1967 г. в Великобритании, США и Франции АЭС с газо-графитовыми реакторами строятся с компоновкой оборудования первого контура внутри корпуса реактора из предварительно напряженного же-лезобетона. Конструкционные схемы большинства парогенераторов на-поминают змеевиковые схемы пароперегревателей и экономайзеров кот-лов ТЭС. Различие заключается в том, что со стороны газа на все змеевики наварены шипы в виде, пластин различных размеров для увеличения площади поверхности теплообмена. Применение шипов позволило увеличить площадь поверхности теплообмена со стороны газа в че-

тыре и более раз. Вода, пароводяная смесь и перегретый пар движутся внутри труб. Применяются парогенераторы прямоточные и с многократ-ной принудительной циркуляцией.

Глава третья

ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИЕ

ОСНОВЫ ПРОЦЕССА ГЕНЕРАЦИИ ПАРА

3.1. Общая характеристика процесса генерации в парогенерирующем элементе

Существующий в настоящее время строгий подход к описанию механизма зарождения паровой фазы в жидкости основан на принципах статической флуктуационной теории. С позиции этой теории причиной появления паровой фазы в жидкости являются флуктуации плотности, вызываемые хаотическим тепловым движением молекул.

При решении задачи образования паровой фазы неко-торые авторы [3, 59, 60] используют классическую молс-кулярно-кинетичсскую теорию. Молекулярно-кинетический подход основан на предположении существования в жидкой фазе некоторого количества молекул, энергия которых существенно превышает среднюю. Столкновение таких молекул с молекулами, обладающими меньшими энергиями, приводит к образованию активированных групп ча­стиц, каждая из которых ведет себя как одна большая молекула, способная к дальнейшему присоединению менее активных молекул. Достаточно большое скопление моле­кул в группе может играть роль парового зародыша.

В инженерной практике наибольшее распространение получили гомогенные и гетерогенные парогенерирующие системы. Образование пузырьков пара непосредственно в объеме жидкости (гомогенная система) происходит в ус-ловиях, когда жидкость значительно перегрета относительно температуры насыщения при данном давлении. Такие условия создаются при быстром снижении давления в си-стеме.

Парогенерирующие элементы АЭС представляют собой гетерогенные системы, в которых процесс парообразования осуществляется на твердых обогреваемых поверхностях. При кипении жидкости на твердой обогреваемой поверхности образование паровых пузырьков иаблюдает-

ся в отдельных местах этой поверхности. На теплообменной поверхности пузырьки пара будут зарождаться в том случае, если система сможет преодолеть некоторый характерный энергетический барьер. Чем ниже этот барьер, тем выше вероятность возникновения паровых зародышей на обогреваемом участке твердой поверхности. Характерный энергетический барьер оценивается приращением термо-динамического потенциала в системе при переходе от си-стемы без паровых зародышей к системе с жизнеспособными зародышами пузырьков пара. При появлении парового пузырька объемом ν и полной площадью поверхности F при площади контакта со стенкой F_т система получит приращение термодинамического потенциала [23]

(3.1)

где f' и f" — удельные термодинамические потенциалы Гиббса соответственно для жидкой и паровой фаз; θ — краевой угол смачивания. В уравнении (3.1) второе сла-гаемое характеризует работу по созданию поверхностей раздела фаз — твердой, жидкой и газообразной. Работа образования новых поверхностей будет меньше в том слу-чае, когда большая часть площади поверхности пузырька F соприкасается с твердой фазой F_т. Этому условию отвечает наиболее шероховатая поверхность теплообмена с большим количеством углублений, впадин и царапин. Различного рода шероховатости на теплообменной поверхности, а также пузырьки газов и пылинки могут служить наиболее вероятными центрами парообразования. Число центров парообразования можно искусственно изменить (уменьшить или увеличить), подвергнув соответствующей обработке поверхность теплообмена и кипящую жидкость. Если теплообменную поверхность отполировать, а жидкость подвергнуть дегазации, то для осуществления процесса парообразования потребуется больший перегрев при-стенного жидкостного слоя, чем при кипении той же жид-кости на необработанной поверхности. Это объясняется тем, что при обработке твердой поверхности (полировке и др.) и повышении класса чистоты на поверхности остаются более мелкие выступы и микротрещины с меньшим радиусом кривизны.

Процесс парообразования можно условно подразделить на несколько стадий: зарождение пузырьков в некоторых центрах на теплообменной поверхности, их рост до отрывного диаметра, отрыв от этих центров и движение в жидкости. В центре парообразования рождается пузы-

рек пара с минимальным критическим радиусом R_к, соот-ветствующим размеру неровностей на поверхности тепло-обмена. Критический радиус определяется из условия тер-модинамического равновесия. В момент образования пу-зырька на него действуют две силы: давление р окружающей его жидкости и сила поверхностного натяжения. Для парового пузырька сферической формы условия равновесия сил определяются уравнением Лапласа

Δp=р₁— p = 2σ/R_к, (3.2)

где р₁—давление пара в сферическом пузырьке; σ — ко-эффициент поверхностного натяжения жидкости. При из-быточном давлении Δp≥2σ/R_к паровой пузырек може-существовать и развиваться, при Δp<2σ/R_к он сконденси-руется.

Давление р соответствует температуре насыщения жидкости T_s. Температура же пара в пузырьке выше T_s, поскольку давление в нем p₁ выше давления р. Поскольку пузырек зародился на теплообменной поверхности, имею-щей температуру T_w, можно предположить, что температура пара в нем будет равна температуре стенки Τ_п = Τ_w— — T_s+ΔT. Поэтому разность давлений Δр = р₁ — р при за-рождении парового пузырька может быть представлена через перегрев жидкости на стенке:

Δp=p(T_s+ΔT)—p(T_s) =

=р'ΔТ+р"ΔТ²/2+... ≈р'ΔТ. (3.3)

Здесь р' — производная давления по температуре на линии насыщения. Согласно закону Клапейрона — Клаузиуса р' определяется по формуле

р'= (∂p/∂T_s) ≈ rρ'ρ''/[T_s(ρ'—ρ")]. (3.4)

С учетом зависимости давления насыщенного пара от кривизны поверхности раздела (уравнение Томсона) по-лучаем

Δр=р'ΔТ(ρ'—ρ")/ρ'. (3.5)

Используя равенства (3.2), (3.4) и (3.5), можем выразить критический радиус пузырька:

R_к=2σT_s/[ρ"r(T_w—T_s)]. (3.6)

Величина R_к определяет размеры элементов шероховатости теплообменных поверхностей, которые при данных условиях (давлении, перегреве и т. д.) служат центрами парообразования.

Таким образом, минимальная разность между темпе-ратурой поверхности нагрева и температурой насыщения

жидкости, при которой возможно зарождение и начало роста парового пузырька на теплообменной поверхности, из (3.6) получается равной

T_w—T_s=2σT_s/(rρ"R_к). (3.7)

Для зарождения и начала роста парового пузырька на поверхности нагрева необходимо и достаточно, чтобы на поверхности нагрева были несмачиваемые впадины, заполненные газом или паром, существовали температурный перегрев поверхности нагрева и достаточный теплоподвод к паровому зародышу, т. е. паровой пузырек должен быть окружен слоем перегретой жидкости определенной толщины. В [63] авторы, анализируя условия зарождения и роста паровых пузырьков на теплообменных поверхностях, приводят формулу для максимального и минимального размеров впадин, в пределах которых последние можно рассматривать как активные центры парообразования:

(3.8)

где Т_∞ — температура жидкости на достаточно большом расстоянии от поверхности теплообмена; δ — толщина ла-минарного перегретого подслоя жидкости.

При зарождении парового пузырька критического раз-мера затрачивается энергия, зависящая от условий, в ко-торых зарождается паровой пузырек: на обогреваемой поверхности или в свободном объеме жидкости.

В общем случае эту энергию можно определить по ви-доизмененному уравнению (3.1):

E= —Δpv+σF[1—(F_т/F) (1—cos θ)]. (3.9)

Объем ν и площадь поверхности F парового пузырька со-ставляют (4/3)πR³_к и 4πR²_κ соответственно. Если паровой пузырек зарождается в свободном объеме, то площадь по-верхности контакта его с теплообменной поверхностью F_т равна нулю. Равенство (3.9) в этом случае примет более простой вид:

E=—Δpv+σF. (3.10)

Подставляя выражения для перепада давления Δр из (3.2), критического радиуса R_к из (3.6), объема v и площади поверхности F в зависимость (3.10), получим фор-

мулу для энергии, затрачиваемой при рождении пузырька критического размера в свободном объеме:

(3.11)

Анализ равенства (3.11) показывает, что с увеличением перегрева жидкости и ее давления уменьшается энергия, затрачиваемая на рождение пузырьков пара, и возрастает вероятность начала вскипания жидкости в объеме. В случае, когда пузырьки пара рождаются на обогреваемой твердой поверхности, энергия, затрачиваемая на рождение пузырька, будет зависеть от соотношения площади поверхности контакта парового пузырька со стенкой и полной площади его поверхности F_т/F, а также от краевого угла смачивания θ.

С увеличением F_т/F и θ уменьшается энергия, затра-чиваемая на зарождение пузырька на теплообменной по-верхности.

Величина F_т/F характеризует геометрическую форму шероховатостей теплообменной поверхности. Из (3.9) видно, что в общем случае при F_т>0 и θ>0 энергия, затрачиваемая на рождение пузырька пара критических размеров на теплообменной поверхности, всегда меньше Е_к.

Следовательно, вероятность вскипания жидкости на теплообменной поверхности всегда выше вероятности вскипания жидкости в объеме при прочих равных условиях: одинаковых степенях перегрева и равных давлениях.