Особенности тепловых процессов при фазовых превращениях в неоднородных системах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.14 ВАК РФ

На правах рукописи

МАЛЫШЕНКО Станислав Петрович

ОСОБЕННОСТИ ТЕПЛОВЫХ ПРОЦЕССОВ ПРИ ФАЗОВЫХ ПРЕВРАЩЕНИЯХ В НЕОДНОРОДНЫХ СИСТЕМАХ

01.04.14 - Теплофизика и теоретическая теплотехника

Диссертация в виде научного доклада

на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва-2005

Работа выполнена в Институте высоких температур Российской Академии наук

Официальные оппоненты:

Академик РАН Скрипов В.П. Член-корреспондент РАН Лагарьков А.Н. Доктор физико-математических наук, профессор Мартынов ГА.

Ведущая организация: Институт проблем химической физики РАН,

Черноголовка

Защита состоится «"/•» ^ ^ 2005

г. на заседании диссертационного

совета Д-002-110-02 при Институте теплофизики экстремальных состояний Объединенного института высоких температур РАН по адресу: Москва, Ижор-ская ул. 13/19, ИТЭС ОИВТ РАН.

С диссертацией в виде научного доклада можно ознакомиться в библиотеке ОИВТ РАН.

Диссертация в виде научного доклада разослана «_» марта 2005 г.

Ученый секретарь диссертационного совет д.ф.-м.н. проф.

© Объединенный институт высоких температур РАН, 2005 © Институт высоких температур РАН, 2005

Это делает особенно интересными фундаментальные исследования физики тепловых процессов при фазовых переходах как в квазистатических, так и в дисси-пативных системах в условиях внешних воздействий. Цель работы.

1. Исследование особенностей фазовых равновесий и превращений в условиях внешних воздействий различной природы.

2. Исследование особенностей тепловых процессов при кипении диэлектрических жидкостей на поверхностях с пористыми покрытиями в окрестностях точек неравновесных фазовых переходов.

3. Разработка высокоэффективных методов интенсификации тепловых процессов при фазовых превращениях с целью существенного повышения производительности и тепловой устойчивости энерготехнологических процессов и элементов оборудования.

Научная новизна.

При выполнении работы получены следующие новые результаты:

• разработана методика термодинамического анализа особенностей фазовых равновесий в жидкостях в полях объемных сил, вызванных внешними воздействиями на систему, и показано, что с использованием внешних полей возможна стабилизация равновесия метастабильных фаз, сосуществующих со стабильной конкурирующей фазой (индуцированное полем равновесие);

• исследована возможность глубокого переохлаждения жидкого водорода путем захолаживания двухфазной системы жидкость-твердое тело с использованием внешних воздействий на систему и оценена интенсивность воздействий, необходимых для достижения параметров возможного -перехода;

• развита термодинамическая теория фазового электровзрыва проводников, которая позволяет объяснить ряд экспериментальных наблюдений и дает им новую интерпретацию;

• исследовано влияние неоднородностей, вызванных полем тяжести (или полем сил инерции) на термодинамические свойства чистых веществ и растворов вблизи критических точек (гравитационный эффект) и показано, что наблю-

1. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы.

Интенсификация тепловых процессов при фазовых превращениях в жидкостях — одна из важнейших проблем, связанных с созданием и развитием новых высокоэффективных технологий. В настоящее время активно изучаются и разрабатываются методы решения этих задач с использованием различных "внешних" воздействий на системы: активации теплообменных поверхностей путем нанесения на них пористых покрытий, существенно изменяющих геометрию распределения фаз при кипении, или покрытий, обеспечивающих увеличение интенсивности теплового воздействия на поверхность металлов при лазерной закалке, воздействия внешних силовых полей, быстрого перевода системы в область фазовой метастабильности и других. Внешние воздействия и возрастание межфазного переноса энергии и массы при интенсивных фазовых превращениях приводят к тому, что фазовые равновесия и превращения реализуются в условиях значительных неоднородностей полевых переменных, что может вызывать такие эффекты как изменения границ термодинамической устойчивости системы, параметров фазовых равновесий и асимптотических законов для теплофизических характеристик системы в их окрестности, изменения свойств межфазных границ раздела и механизмов межфазного переноса, а также возникновение новых диссипативных структур и неравновесных фазовых переходов, определяемых характером внешних воздействий. Эти эффекты приводят к существенным особенностям тепловых процессов и задачи их экспериментальных и теоретических исследований важны как для развития физики тепловых процессов при фазовых превращениях, так и для решения многих прикладных задач, связанных с разработками и созданием нового высокоэффективного и энергосберегающего оборудования для энергетики, холодильной и криогенной техники, прикладной сверхпроводимости, электронной промышленности, химической технологии и ряда других отраслей народного хозяйства.

давшиеся в ряде экспериментальных работ результаты, не соответствующие предсказаниям масштабной теории (скейлинга), могут быть объяснены влиянием гравитационного эффекта;

• развита термодинамическая теория влияния внешних электрических полей на зародышеобразование в перегретых диэлектрических жидкостях и их пересыщенных парах. Показано, что при наличии поля зародышеобразование во всех случаях облегчается. Теоретические выводы подтверждены экспериментальным исследованием локального теплообмена при кипении жидкого азота на неоднородных поверхностях во внешнем электрическом поле. Экспериментально обнаружен новый эффект интенсификации локального теплообмена при кипении в местах полевых ловушек на обогреваемых поверхностях;

• показана существенная роль кавитации под воздействием сильного электрического поля в инициировании перехода автоэлектронной эмиссии во взрывную и в эрозии диэлектрических материалов медленными многозарядными ионами, предложены теоретические модели процессов;

• изучено влияние неоднородностей полевых переменных, вызванных внешними воздействиями и интенсивными фазовыми превращениями, на свойства межфазных границ раздела жидкость-газ. Получены соотношения для оценки отклонений температуры исчезновения мениска от критической, уравнения для расчета поправок к поверхностному натяжению за счет гравитационного и размерного эффектов, а также неоднородностей температуры при испарении и конденсации, по данным о термодинамических свойствах равновесных систем с плоской межфазной границей в отсутствие внешних воздействий. Предсказан эффект диссипации границы раздела фаз при интенсивном испарении жидкостей при докритических температурах;

• выполнен цикл экспериментальных исследований тепловых процессов при кипении жидкостей (вода, азот, гелий) на поверхностях с низкотеплопроводными пористыми покрытиями различных типов, существенно изменяющими геометрию распределения фаз на обогреваемой поверхности в условиях естест-

венной конвекции (большой объем), в результате которого впервые экспериментально установлены их следующие основные особенности:

- возможность реализации двух пузырьковых режимов кипения, различающихся отсутствием или наличием связности порового пространства, занятого паром, в теле покрытия в масштабах системы, и наличие неравновесного фазового перехода от одного пузырькового режима к другому при пороговых тепловых нагрузках и перегревах поверхности под покрытием;

- скачкообразное изменение симметрии распределения фаз в поровом пространстве и вблизи внешней границы покрытий в точках неравновесных фазовых переходов, изменение механизма отрыва и отрывных размеров пузырей по сравнению с кипением на гладких поверхностях, их практическая независимость от давления, резкое возрастание времен релаксации, наличие гистерезисов теплообмена и "памяти" системы в области переходов и кризисов кипения;

- немонотонная зависимость критических тепловых нагрузок от толщины покрытий, активационный характер кризисов кипения, повышение тепловой устойчивости системы в околокризисных режимах, свидетельствующие о неадекватности гидродинамических моделей кризиса кипения при наличии пористых покрытий;

• показано, что все неравновесные фазовые переходы при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями (начало кипения, переход от первого пузырькового режима ко второму, кризис кипения) реализуются как перколяционные переходы при достижении порогов протекания по поровому пространству, занятому паром, в исходной и рандомизированных решетках порового пространства; предложена модель каскадного протекания, на основе которой получены соотношения для расчетов параметров точек перколяционных переходов и скейлинговые асимптотические законы теплообмена вблизи точек переходов, хорошо согласующиеся с экспериментом;

• выполнено экспериментальное исследование тепловой устойчивости композитных сверхпроводников с пористыми покрытиями, охлаждаемых кипящим

гелием, при тепловыделениях, зависящих от температуры поверхности, в результате которого установлено существенное повышение их криостабильности (критических токов распространения);

• выполнено экспериментальное исследование гидравлического сопротивления и кризисов теплообмена в вертикальных трубах и кольцевых каналах с тонкими пористыми покрытиями на обогреваемых поверхностях при двухфазных дисперсно-кольцевых подъемных течениях воды, в результате которого впервые установлены их следующие особенности, вызванные наличием пористых покрытий:

- аномальное возрастание гидравлического сопротивления при однофазных адиабатических течениях и снижение относительного гидравлического сопротивления при двухфазных течениях с обогревом по сравнению с гладкими и шероховатыми каналами;

- снижение критических тепловых нагрузок в области малых и увеличение их в области больших паросодержаний (относительных энтальпий) потока, близких к граничным и превышающих их при двухфазных течениях в трубах;

- существенное возрастание характерных времен развития кризисов теплообмена и повышение тепловой устойчивости обогреваемых поверхностей в околокризисных и закризисных режимах;

• в результате экспериментов при кипении воды в условиях вынужденного движения в каналах и пленок жидкости на пористых поверхностях впервые установлен характер изменений механизмов влагообмена между пристенной жидкой пленкой и ядром потока в дисперсно-кольцевых потоках, вызванных наличием пористых покрытий, среди которых наиболее важными являются:

- увеличение пузырькового уноса влаги из пленки за счет повышения интенсивности парообразования;

- изменение распределения капель в потоке по размерам и скоростям - появление существенной доли высокоскоростных "прострельных" капель, обес-

печивающих увеличение эффективности орошения стенок каналов при околокризисных и закризисных режимах;

• экспериментально исследованы особенности тепловых процессов на поверхностях металлов при вынужденном локализованном лазерном горении активных поглощающих покрытий и установлены эффекты возрастания поверхностной прочности и глубины зоны термического влияния с возрастанием максимальной температуры при лазерном термоупрочнении в режимах с оплавлением поверхности.

Практическая ценность.

Наряду с исследованиями фундаментальных особенностей тепловых процессов при фазовых превращениях в неоднородных системах, в работе исследованы методы их интенсификации для решения ряда прикладных задач и впервые получены следующие практически важные результаты:

• предложен и экспериментально обоснован метод повышения криостатической стабильности композитных сверхпроводников, обеспечивающий увеличение их токонесущей способности (критического тока распространения нормальной зоны) в 1,5-2 раза;

• предложен и экспериментально обоснован метод повышения удельной производительности, тепловой устойчивости, термической однородности стенок и обеспечения бескризисной работы парогенерирующих каналов при паросодер-жаниях потоков, существенно превышающих граничные;

• предложен и экспериментально обоснован метод интенсификации процессов лазерного термоупрочнения поверхностей металлоизделий с помощью активных поглощающих покрытий, обеспечивающий увеличение производительности процесса более чем в 2 раза.

Этим не исчерпывается практическая значимость работы. Её отдельные результаты и развитые подходы и методы могут быть использованы в практике исследований теплофизических свойств веществ, в частности, при планировании и интерпретации результатов экспериментов со взрывающимися проводни-

ками, при исследованиях критических и метастабильных состояний жидкостей, а также при решении других теплофизических задач.

Полученные в работе обширные экспериментальные данные по теплообмену при кипении на поверхностях с различными пористыми покрытиями в условиях естественной и вынужденной конвекции и теоретические модели процессов позволяют выполнить оптимизацию характеристик покрытий при разработках систем и методов тепловой стабилизации и интенсификации процессов для различного энерготехнологического оборудования.

Эффект полевых ловушек, впервые обнаруженный экспериментально, открывает новые возможности управления тепломассообменом при кипении диэлектрических жидкостей и его интенсификации с помощью внешних электрических полей.

В целом результаты работы имеют достаточно широкую область их практического использования при разработках новых энерготехнологических процессов и аппаратов новой техники.

Отдельные этапы работы выполнялись в рамках государственной общеакадемической программы "Коренное повышение эффективности энергетических систем", государственной целевой Hill "Высокотемпературная сверхпроводимость", федеральной целевой НТП "Топливо и энергия", ФЦНТП «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития науки и техники на 2002-2006 годы», международной программы "Solar PACES", Программы фундаментальных исследований ОЭММПУ РАН "Устойчивость фазовых состояний и критические режимы тепломассопереноса", ФЦП «Интеграция науки и высшего образования России на 2002-2006 годы» и при поддержке Российского Фонда Фундаментальных Исследований (гранты № 94-02-04278, 96-02-17546, 98-02-16855, 99-02-16619, 02-02-17255) и CRDF (грант №RPl-2337-ST-02).

Автор защищает перечисленные выше результаты фундаментальных экспериментальных и теоретических исследований, а также предложения об их практическом использовании и их экспериментальное и теоретическое обоснование.

Публикации и апробация работы.

По теме диссертации опубликовано более 70 работ. Результаты работы докладывались на многих национальных и международных совещаниях и конференциях, в том числе после 1990 г. на: Всесоюзном семинаре "Теплообмен и теплофизические свойства пористых материалов" (Новосибирск 1991), Первой, Второй и Третьей Российских национальных конференциях по теплообмену (РНКТ-1, РНКТ-2 и РНКТ-3, Москва 1994, 1998, 2002), Международных конференциях «Физика экстремальных состояний вещества» (2000, 2001, 2002, 2003), 9th, 10th and 11th International Heat Transfer Conference (Heat Transfer-90 -N.Y. 1990, Heat Transfer-94 - Brighton 1994, Heat Transfer-98-Kyongju 1998), Internat. Seminar " Heat Transfer in Porous Media" (Dubrovnic, Yugoslavia, 1991), 7th, 8th and 9th Internat. Symp. on Solar Thermal Concentratic Technologies (Moscow 1994, Vurelingen 1996, Odello 1998), 4th and 5th World Conference on Experimental Heat Transfer, Fluid Mechanics and Thermodynamics (ExHFT-4, Brussel, Belgium, 1997, ExHFT-5, Thessaloniki, Greece, 2001), ICHMT International Symposium "The Physics of Heat Transfer in Boiling and Condensation" (Moscow, 1997), 3 and 4 International Conferences on Multiphase Flows (Lion, France, 1998, New Orlean, USA, 2001), 2nd International Symposium "Two-phase Flow Modelling and Experimentation" (Pisa, Italy, 1999), 3th European Thermoscience Conference (Geidelberg, Germany, 2000), International Symp. on Energy Engineering in the 21st Century, SEE-2000 (Hong Kong, 2000), XIII World Hydrogen Energy Conference (China, Beijing, 2000), IUPAP 21st International Conference on Statistical Physics (Cancun, Mexico, 2001), XII European Conference on Thermophysical Properties (London, England, 2002), 2003 ASME International Mechanical Engineering Congress and R&D Expo (2003, Washington, D.C. USA), ряде других конференций, а также на сессии Научного совета РАН "Теплофизика и теплоэнергетика", заседании Бюро ОФТПЭ РАН, научных семинарах в ИВТАН, ФИАН, РНЦ «Курчатовский институт» и в ряде других организаций.

2. ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

2.1. Термодинамика фазовых равновесий и превращений в жидкостях при внешних воздействиях [1-23,48-58].

При воздействии внешних полей в жидкостях возникают объемные и поверхностные силы <1,2>, которые могут оказывать существенное влияние на термодинамическую устойчивость системы, её теплофизические свойства, термодинамику и кинетику фазовых превращений. В первой части рассмотрены общие условия фазовых равновесий в жидкостях во внешних полях и связанные с наличием внешних воздействий особенности фазовых превращений в глубоко переохлажденном жидком водороде, в жидких проводниках с током (электровзрыв проводников), в диэлектрических жидкостях при воздействии электростатических полей и критических явлений в жидкостях в гравитационном поле (гравитационный или гидростатический эффект), а также эффекты кавитации в микромасштабах и изменение свойств межфазных границ раздела жидкость-газ при внешних воздействиях.

2.1.1. Особенности фазовых равновесий в жидкостях во внешних полях [1.4.

Если в изотропных покоящихся жидкостях неоднородности параметра порядка, вызванные создаваемыми внешним полем объемными силами f на размерах порядка корреляционной длины, не превышают его средних флуктуации, химический потенциал вещества не зависит от градиента параметра порядка, и при постоянной температуре Т в потенциальном поле объемных сил в каждой из фаз при термодинамическом равновесии выполняются условия:

' Здесь и далее везде в квадратных скобках приводятся ссылки на работы автора, а в угловых - на цитируемую литературу

где Ф(?) = - ИёП (3)

О

- потенциал массовой плотности объемных сил Г , v - удельный объем,

I? - радиус-вектор, отсчитываемый от точки с нулевым полем, Р - давление, (I - химический потенциал вещества, ц - полный химический потенциал системы вещество-поле. В двухфазной системе условия фазового равновесия получены путем минимизации полного термодинамического потенциала системы по положению границы раздела фаз при условии сохранения полной массы вещества и объема системы при постоянной температуре [1] и содержат, кроме уравнений (1-3) для каждой из фаз, условия на границе их раздела при Г = R:

ц,[т,ркЯ)]+ф2(а)=ц2[т,р2(К)]+ф2(К)= ц, (4)

где ДР|2 - поверхностное давление на границе раздела фаз, определяемое её кривизной и поверхностной силой Пп , вызванной воздействием внешнего поля и связанной с резким изменением проницаемости среды, Ri и R2- главные радиусы кривизны границы раздела, а - поверхностное натяжение. Из уравнений (1-6) следует, что при наличии внешних полей в условиях термодинамического равновесия и постоянства полного химического потенциала (1 по системе его часть, соответствующая химическому потенциалу вещества зависит

от f и на границе раздела фаз, вообще говоря, испытывает скачок

дц,2(К) = ф2(К)-Ф1(К)= |(у2?-у,Г)<т. (7)

С учетом (1) интеграл по координатам в (3) можно заменить интегралом по давлениям и привести уравнение (4) к виду, соответствующему условиям фазовых равновесий при неравных давлениях в фазах:

ц, (Т, р,+я,) = ц2 (Т, р2+и2) = ц, (8)

где определяются из условий

или в иной форме:

(11)

где я определяется из уравнения

В сочетании с уравнением состояния v = f ^Д) полученные соотношения определяют состояния фаз при фазовых равновесиях, если параметры Т1|, Иг или я, а также Я12 известны (рис. 1). Эти соотношения включают, как частный случай при л = ДР2] * 0, эффект Пойтинга - смещение параметров фазовых равновесий при одностороннем давлении на фазы. Параметры определяются

характеристиками поля. В гравитационном поле л = 0 и

= 0, и скачки при плоской границе раздела фаз отсутствуют, поскольку массовые силы не зависят от фазового состояния вещества, т.е. Воздействие

гравитационного поля на теплофизические характеристики жидкостей при фазовых равновесиях целиком определяется создаваемой им неоднородностью гидростатических давлений и параметра порядка по системе (т.е. напряженностью поля и восприимчивостью (сжимаемостью) среды), а также масштабами усреднения свойств, характерными для данной систе-

ц,[Т,Р,(К)] = ц2(Т> Р,(Я)+л:]

мы. Воздействие же электрических и магнитных полей приводит не только к неоднородности давлений и параметра порядка по системе, но и к сдвигу параметров фазовых равновесий и скачкам на границе раздела фаз (индуцированное полем равновесие). Существенно, что при индуцированном этими полями равновесии по крайней мере одна из фаз находится в стабильном равновесии с другой при параметрах, соответствующих её метастабильным состояниям в отсутствие поля. Область этих состояний ограничена соответствующими спинодальными кривыми. При достижении одной из фаз состояний, соответствующих спинодали, нарушается термодинамическая устойчивость двухфазной системы вещество-поле при заданном п, и система скачком переходит в новое состояние с иными параметрами фаз и иной симметрией., например, путём взаимного диспергирования фаз. При любых конечных значениях п индуцированный полем конфигурационный фазовый переход в двухфазной системе жидкость-пар в поле происходит при Т < Тк, причем разность плотностей фаз остается конечной в точке перехода, и с ростом п температура перехода уменьшается. Переход в новое состояние осуществляется скачком в масштабах всей системы. Параметры перехода определяются параметрами спинодали.

Поскольку при воздействии внешних полей на систему возможна стабилизация метастабильных состояний (индуцированное полем равновесие), эти эффекты могут быть использованы для осуществления химических и фазовых превращений в недоступной в отсутствие воздействий области параметров состояния. Возможность использования внешних воздействий для переохлаждения жидкого водорода до температур его перехода в сверхтекучее состояние рассмотрена в работах [3, 4]. Индуцированные полем фазовые переходы могут проявляться в различных системах. Термодинамическая теория электровзрыва проводников с учетом этих эффектов развита в работах [1, 2, 5-8, 48, 49]. Влияние гравитационного поля на теплофизические свойства веществ вблизи критических точек рассмотрено в [9-13]. Внешние воздействия, изменяющие градиент плотности в межфазном слое, приводят к изменениям поверхностного натяжения в системах жидкость-газ. Эти эффекты исследованы в работах [1414

17,50-56]. Влияние внешних электрических полей на предельные перегревы и вскипание жидких диэлектриков изучено в работах [18-21, 57, 58]. Кавитация в микромасштабах под действием внешнего электрического поля, инициирующая переход автоэлектронной эмиссии во взрывную на металлических катодах и распыление поверхности диэлектриков налетающими медленными многозарядными ионами, рассмотрена в [22, 23].

2.1.2. Возможности глубокого переохлаждения жидкого водорода при внешних воздействиях [3,4].

Возможность перехода глубоко переохлажденного жидкого водорода в сверхтекучее состояние была предсказана в работе В.Л. Гинзбурга и А.А. Со-бянина <3>. Экспериментально достичь ожидаемых параметров ^.-перехода путем переохлаждения жидкой фазы при отрицательных давлениях, однако, не удалось из-за низкой кавитационной прочности водорода <4>. При этом оставались не вполне ясными как необходимая степень переохлаждения, так и взаимное положение ветви спинодали жидкость-газ, линии переходов и кривой плавления в области параметров состояния переохлажденной жидкости. В наших работах [3, 4] рассчитаны параметры этих кривых для переохлажденного жидкого Н2 в Р-Т-диаграмме.

Для расчета термодинамических свойств фаз при низких температурах осуществлена экстраполяция данных <5,6> на основе уравнения состояния, сконструированного по методике <7>. Рассчитанная таким образом фазовая Р-Т-диаграмма представлена на рис. 2. На неё нанесена линия ожидаемого рассчитанная по результатам <8> при эффективном диаметре молекулы водорода d я 2,7А <9>. Эти расчеты показывают, что, во-первых, достичь -перехода, двигаясь вдоль кривой плавления (или в её окрестности), в области отрицательных давлений невозможно, поскольку она раньше пересекается со спинодалью жидкость-пар, чем с А,-кривой, во-вторых, существует область положительных давлений, при которых в переохлажденной жидкости

возможен переход, и, наконец, в третьих, температура возможного

15

перехода не превышает (1-2) К при всех давлениях, т.е. лежит существенно ниже, чем ожидалось ранее.

60 40 20

£ о а

-20 -40 -60 -80

-1004—'—I—■—г—"—I—«—I—■—I—1—I—■— О 5 10 15 20 25 30 35 Т,К

Рис. 2. Р-Т-диаграмма водорода. Толстые линии: 1 - кривая сублимации; 2 - кривая испарения; 3 - кривая плавления; 4 - продолжение кривой плавления в метастабильную область; 5 - линия Я-перехода (й = 0.27 нм); Тг - тройная точка; Сг - критическая точка. Тонкие линии: серия изохор для V = 12.5-31 (критическая изохора) см3/г. Спинодаль является огибающей изохор

Можно исключить кавитационную неустойчивость, переохлаждая гомогенный жидкий водород при положительных давлениях, однако при этом он останется метастабильным по отношению к твердой фазе, и достижимая степень переохлаждения и время жизни гомогенной жидкости ограничены квантовым туннельным переходом нуклеационного барьера с частотой нуклеации > 1019 см'3 сек'1 при Т < 3 К <10>.

В наших работах [3, 4] высказана идея о возможности достижения весьма низких температур жидкого Нг путем переохлаждения не однофазной жидкости, а двухфазной системы жидкость-твердое тело, равновесие которой стабилизируется внешними воздействиями. Если осуществлять захолаживание системы жидкость-твердое тело при избыточном давлении на твердую фазу, можно надеяться достичь в равновесной системе, поскольку положение линий фазового равновесия жидкость-твердое тело в Р-Т диаграмме можно изменить

таким образом, что доступная температура захолаживания не будет ограничиваться вскипанием или затвердеванием вплоть до

-70 г / /

Р, атм

Рис. 3. Зависимость химического потенциала водорода от давления при температуре Т- 1 К. Линия /л дает значения химического потенциала в равновесной системе жидкость-твердое тело при внешних воздействиях

Зависимость химических потенциалов жидкого и твердого водорода от давления при Т = 1 К представлена на рис. 3, из которого видно, что необходимое для стабилизации жидкой фазы при избыточное давление на равновесную с ней твердую составляет около 30 атм. Это избыточное давление может быть создано механическим путем, например, с использованием пористого поршня с размерами пор, меньшими критической длины волны неустойчивости фазовой границы жидкость-сжатый кристалл, которая составляет около 0,2 мкм [4]. При этом, однако, возникают трудности, связанные с низкой механической прочностью твердого водорода, который может без изменения формы выдерживать давление не более (26-30) атм., что в пределах точности расчетов совпадает с необходимым избыточным давлением.

Другим путем стабилизации равновесия фаз в системе жидкость-твердое тело при её глубоком переохлаждении является совместное использование одностороннего давления и внешнего электрического поля. При этом избыточное

давление на поверхность твердой фазы может быть меньше, чем при одностороннем механическом сжатии в связи с наличием поверхностной силы, направленной в сторону менее плотной фазы. Учитывая приближенный характер имеющихся данных о свойствах жидкого и твердого водорода при температурах возможного ^.-перехода, при получении оценок необходимой напряженности поля можно считать обе фазы изотропными средами с различными плотностью, диэлектрической проницаемостью и уравнением состояния. Уравнения (4-6) в этом случае при Т = const принимают вид:

(13)

(14)

(15)

(16)

где - давления и плотности фаз на границе раздела, - ди-

электрическая проницаемость, - напряженности поля в фазах, связан-

ные условиями на границе раздела фаз,

нормальная и тангенциальная составляющие поля в первой фазе. Уравнения (13-16) в сочетании с уравнением состояния Р = Р(р,Т) определяют состояния фаз на границе их раздела при известной величине поля. Рассмотрен предельный случай, когда поверхностная электрическая сила полностью скомпенсировала давление на поверхность твердой фазы. При границе раздела фаз, нормальной силовым линиям поля, допуская справедливость формулы Клау-зиуса-Моссотти, с использованием (13-16) получаем оценку напряженности поля обеспечивающего компенсацию разности химических потенциалов фаз и равновесное сосуществование жидкого и твердого водорода при

Т м 1К и давлении жидкости, близком к давлению в тройной точке:

18

Для Н2 по данным <5,6> Е| я 1,3, Ег « 1,25, р1 » 0,087 г/см3, р2 « 0,78 г/см3 и

расчет по (17) дает Экспериментальные данные о напряженно-

сти пробоя для переохлажденного водорода отсутствуют, однако на основании имеющихся данных для криогенных жидкостей можно полагать, что значения Е„ ~ 107 В/см близки, а возможно и превышают статические напряженности пробоя для жидкого Н2 при Т и (1-2)К. Таким образом, как при механическом (одностороннее давление), так и при комбинированном электростатическом и механическом внешних воздействиях, их интенсивность, необходимая для стабилизации двухфазного равновесия жидкость-твердое тело в водороде при температурах возможного Л-перехода, оказывается близкой к пределам его механической и электрической прочности. Это, конечно, связано с чрезвычайно глубоким переохлаждением, необходимым для достижения А,-перехода (Т\ и Тт различаются в 13-14 раз). Тем не менее, не исключено, что возможность достижения Тх в стационарном процессе захолаживания двухфазных систем остается, если использовать комбинацию - одностороннее давление на твердую фазу в сочетании с электростатическим полем. В этом случае необходимые напряженность поля и величина одностороннего давления могут не превысить порогов механической и электрической прочности вещества. Ввиду недостаточной точности данных о свойствах твердого и жидкого водорода при указанных параметрах реальность такой возможности может быть установлена только экспериментально.

2.1.3. Фазовый взрыв проводника с током в геометрии Z-пинча [1,2,5-7,48,49].

Электровзрыв проводников используется в экспериментальной теплофизике для исследований свойств веществ при экстремальных параметрах и в ряде областей современной техники <11-13>. Термодинамическая теория этих явле-

ний для т.н. быстрых режимов, основанная на анализе фазовых равновесий жидкость-пар в проводнике с током в геометрии Z-пинча и учитывающая влияние магнитного поля собственного тока, развита в работах [1, 2, 5-8, 48, 49]. Рассматриваются быстрые режимы нагрева, когда глубина проникновения электрического поля в жидкий проводник больше его радиуса R, т.е. скин-эффект несущественен и плотность тока настолько велика, что

характерное время нагрева проводника до взрыва гораздо меньше времени развития неустойчивостей, приводящих к нарушению симметрии его формы. Предполагается, что ток течет только по жидкому проводнику, а равновесная с ним газовая фаза остается непроводящей. При нагреве током после плавления эволюционирует двухфазная система: магнитно-неактивный жидкий цилиндрический проводник радиуса R с азимутально-симметричным током j(r) и равновесный с ним пар. Порождаемое током азимутальное магнитное поле напря-4л 1г

женностью H<p=H(r) =--Jj(r)rdr приводит к появлению в жидкости объем-

с г0

ных амперовых сил, уравновешиваемых градиентом давления Рас-

с

пределение давления по радиусу проводника определяется уравнением:

где Р0 - давление на оси и Pm(r) - магнитное давление, и приводит к неоднородности его свойств по г. Как показывают оценки, при быстрых режимах нагрева не слишком близко к критической точке неоднородности плотности и температуры по радиусу проводника, а также проводимость газовой фазы, сила Мещерского и капиллярный перепад давлений на фазовой границе могут не учитываться в первом приближении. В этом случае ДР12 = 0, п^ = 0 и условия равновесия фаз согласно (4-11) соответствуют равенству давлений жидкости и пара на границе проводника и равенству химических потенциа-

лов жидкости в точках с нулевым полем на оси проводника при давлении Po = P(R) + Pm(R) и газа на его границе при давлении P(R).

откуда следует соотношение между давлением газа Р(Я) на фазовой границе и давлением жидкости на оси проводника

Т^ар, (20)

где и VI - удельные объемы газа и жидкости, Р$(Т) - давление насыщения в отсутствие поля. Поскольку давление газа Р(Я,Т) не может превышать давления пересыщенного пара на спинодали существуют предельные критические

значения давления на оси проводника при достижении которых

двухфазная система становится термодинамически абсолютно неустойчивой. Эта неустойчивость приводит к нарушению баланса амперовых сил и градиента давления в жидкости и, в итоге, к диспергированию и разлету системы, т.е. к фазовому взрыву проводника. Характерные скорости разлета "" и размеры капель жидкости при взрыве могут быть оценены исходя из того, что свободная энергия поля, равная разности химических потенциалов фаз перед взрывом, при взрыве преобразуется в свободную энергию увеличившейся поверхности раздела фаз и кинетическую энергию жидких капель, давление пара в результате его спонтанной конденсации становится близким к Ps(T), а давление жидкости - равным давлению на границе раздела перед распадом

= {2у,[Рт(11) - Р5)]}"2 . (21а)

Параметры кривой критических давлений в точках с нулевым полем на оси проводника определяются исключительно уравнением состояния вещества и могут быть рассчитаны из (20) при Р(К)=Р5р(Т) и известном уравнении состояния.

Кривые нагрева проводника - зависимость давления на оси Ро от температуры, характеристик тока и времени - определяются решением уравнений

(18), (20) и уравнения энергии для проводника, учитывающих режимы нагрева током, потери тепла за счет испарения и излучения и расширение проводника на стадии, предшествующей взрыву в условиях воздействия поля. Оценки показывают, что при быстрых режимах нагрева потери тепла за счет излучения, неоднородность температуры по радиусу и расширение жидкого проводника до

взрыва в первом приближении можно не учитывать, а закон изменения тока принять синусоидальным I = 1о 31п(са1). Рассчитанные при этих допущениях кривые нагрева Ро(Т) для медного проводника с использованием уравнения состояния <14> при различных значениях и

параметра подобия

частота собственных колебаний контура в режиме короткого замыкания, I,, - максимальный ток короткого замыкания, А - площадь поперечного сечения проводника, а проводимость, - плотность, - теплота испарения в тройной точке), а также кривые критических давлений Рр(Т), ветвь спинодали Р$р(Т) и кривая насыщения Р$(Т), представлены в безразмерных координатах Р/Рк и Т/Тк на рис. 4. Фазовому электровзрыву проводников соответствуют точки пересечения кривых Ро(Т) и Р0*(Т). Как видно из рисунка, механизм фазового электровзрыва реализуется не для всех режимов. При малых р возможны иные механизмы: ещё до достижения границ термодинамической устойчивости системы может развиться МГД-неустойчивость (при ] < ^ = 2т"''(%%о/р)1/2, где % - магнитная

проницаемость, т - время нагрева до распада системы), или жидкость будет не-

22

т

Рис. 4. Эволюция нагрева проводника для о)0= Ю5 с"1.

1 - С? = 6, время взрыва /е = 0.63 мкс; 2-0 = 1, время взрыва I, = 1.3 мкс;

3 - <3 = 0.42, время взрыва и = 2.43 мкс;

4 - <3 = 0.38, фазовый взрыв не реализуется

достаточно сжата пондеромоторными силами и её параметры могут достичь кривой насыщения — в этом случае может реализоваться механизм, близкий к волне испарения. Вместе с тем, обсуждавшиеся в литературе механизмы объемного вскипания перегретого жидкого проводника, по-видимому, не могут инициировать электровзрыв при быстрых режимах нагрева, ибо из-за воздействия амперовых сил сжатая ими жидкая фаза в объеме проводника остается не-догретой до кипения.

На рис. 5 показаны зависимости безразмерной температуры

фазового электровзрыва для медного проводника при различных , из которого

видно, что она может изменяться в весьма широких пределах -практически от точки плавления до критической. Наиболее близки к Тк значения То при малых Q, однако в этой области достижение Тк ограничивается развитием иных типов неустойчивостей. На рис. 6 представлены результаты расчета области параметров , при которых реализуется термодинамический механизм электровзрыва медных проводников. Учет проводимости газа и расширения проводника приводит вдали от Тк к малым поправкам. Сопоставление результатов расчета параметров электровзрыва - времени взрыва тс, тока в момент взрыва введенной энергии Е, размеров и скоростей разлета капель с данными опытов < 12,13> показало их вполне удовлетворительное соответствие [5-7].

Достижению паром параметров спинодали соответствуют предельно возможные значения температуры проводника и введенной энергии. . Как и в опытах с метастабильными жидкостями и газами, эти параметры, как правило, не

от Q для разных значений coo: 1 - <оо = 105 с'1; 2 - а>о = 5х105 с"1; 3 - too = Ю6 с"1; 4-1О0 = 5Х1О6С"1

достигаются при электровзрыве проводников. Поскольку в процессе нагрева проводника мощным импульсом тока равновесный с жидким керном пар является мета-стабильным по отношению к жидкой фазе без тока, возможность реализации спинодального распада системы, т.е. безпорогового механизма фазового взрыва [1, 2, 5], определяется соотношением

характерных времен роста пересыщения (давления) пара и ожидания возникновения жидких капель критического размера в паре в результате гомогенной нуклеации, которая может привести к термодинамической неустойчивости системы и ее распаду еще до достижения паром параметров спинодали. Этот пороговый нуклеационный механизм фазового взрыва проводника с током рассмотрен в [6-8]. Давление и химический потенциал капельки критического размера совпадают с давлением и химическим потенциалом жидкости на оси проводника, поэтому ее размер ас и работа зародышеобразования Ас соответствуют определяется соотно-шеиием (18) Рт(Я) = ХоРк2^, Хо " магнитная проницаемость вакуума. Время ожидания критического зародыша - число Гиббса, п - плотность (число частиц в единице объема пара), V = 2яЯ15 - объем пограничного слоя вблизи границы раздела фаз, - толщина погранслоя, 1 - длина проводника, и температуры проводника могут быть рассчитаны при известном уравнении состояния и параметрах цепи для конкретных условий эксперимента.

О

1 - область фазового взрыва;

2 - область МГД-разрушения;

3 - область существенного влияния скин-эффекта

Расчеты [6-8] для условий опытов <15> с вольфрамовыми проводниками показал, что время ожидания критического зародыша в парах металла при 5 ~ (2ч-20)ас практически совпадает с моментом взрыва проводника в опытах <15>, а рассчитанная по (21а) скорость разлета капель близка к экспериментальным значениям скорости изменения радиуса проводника при взрыве. При этом параметры состояния паров вольфрама еще не достигают параметров спинодали, а давление жидкости в центре проводника соответствует зависимости Р0"(Т) расположенной на фазовой Р-Т диаграмме ниже кривой Ро (Т).

Зависимость параметров жидкой сердцевины и пара от температуры качественно

представлены на рис.7, где точки С и N соответствуют спинодаль-ному распаду системы и нуклеационному механизму

фазового взрыва. Размеры капель при распаде системы, оцененные для опытов <11-13> по (21) и аналогичному, где вместо Р5р в (21) стоит давление газовой фазы перед распадом, для опытов <15> практически совпадают с размерами частиц материала, образовавшимися в результате взрыва, если учесть изменение объема капель при их затвердевании. Как показывают расчеты, выполненные СИ. Ткаченко, экспериментальные данные для А1, W и Си о введенной в проводник энергии в основном лежат ниже пределов, определяемых достижением паром параметров спинодали и нук-леацией в газовой фазе, в ряде случаев приближаясь к спинодальному пределу, но оставаясь ниже энергии сублимации проводника [7-8] Таким образом, теория фазового электровзрыва проводников [1,2,5-8], основанная на анализе тер-

модинамической устойчивости двухфазной системы жидкий проводник с током - пар, достаточно хорошо согласуется с опытными данными.

Расчеты [5,9,48,49] и [6-8] для конкретных условий опытов < 12,13> показали необходимость существенной корректировки в интерпретации данных об энтальпии, теплоемкости, плотности жидких металлов, полученных в опытах со взрывающимися проводниками в быстрых режимах. Эти данные должны быть отнесены к области фазовой диаграммы, ограниченной кривыми ,

соответствующей жидкости, недогретой до кипения, а не к окрестности кривой сосуществования жидкость-газ (при интерпретации на основе модели волны испарения Беннета) или перегретой жидкости в окрестности спинодали, как предполагалось рядом авторов ранее.

2.1.4. Фазовые равновесия в полях гравитационных и инерционных сил вблизи критических точек жидкостей [9-13].

В соответствии с уравнениями (1-6) гравитационные и инерционные силы не приводят к изменениям параметров фазовых равновесий на границе раздела фаз. Результаты их воздействия на систему целиком определяются неоднород-ностями параметра порядка в фазах, создаваемыми градиентами гидростатического давления (гравитационный или гидростатический эффект). Эти эффекты особенно существенны вблизи критических точек (к.т.) жидкостей, с приближением к которым восприимчивость системы (сжимаемость) неограниченно возрастает и неоднородности параметра порядка в фазах становятся сопоставимыми с его средними значениями. В этих условиях теплофизические свойства системы определяются масштабами их усреднения и степенью близости к к.т. Исследованиям этих эффектов посвящено множество работ (см., например, обзоры <16,17>). В наших работах [9-13] изучено влияние гидростатического эффекта на термические и калорические свойства жидкостей вблизи к.т. чистых веществ и разделительные эффекты в растворах. Ниже кратко суммируются их основные результаты.

Характерные масштабы неоднородностей плотности и концентрации вблизи к.т. определяются совместным решением уравнений гидростатического равновесия и уравнений состояния. В безразмерных переменных

условия гидростатического равновесия имеют вид

где в случае равно-

мерно вращающейся с угловой скоростью центрифуги, - координаты

положения мениска или слоя с т| = 0. Распределения r|(h) и x(h) для чистых веществ и бинарных растворов получены с использованием уравнений состояния (УС) с классическими критическими индексами (а = 0 - логарифмическая особенность и неаналитического УС, основанного на гипотезе масштабной инвариантности

где Z = И\т\\щ, с функцией m(Z), полученной в НБС <18> и обеспечивающей выполнение скейлинговых соотношений и асимптотических законов изменения термодинамических свойств вблизи к.т. с неклассическими критическими индексами. Для растворов в соответствии с теоремой о изоморфности критических явлений <17> в сечениях гиперповерхностей p,t,T|,|! и рД,х,ц поверхностью форма УС и критические индексы соответствуют УС чистого вещества, изменяются только критические параметры и константы, которые становятся зависящими от ц. Поэтому зависимости T|t(h) в чистых веществах и

в растворах имеют одинаковую форму: Полные выражения для в чистых веществах и в бинарных

растворах для уравнений состояния с классическими критическими индексами и УС НБС получены в [9-13]. Там же установлены асимптотические законы для зависимостей от концентрации растворов вблизи особых точек

критической кривой - точка пересечения критиче-

27

ской кривой с линией азеотропа, и получены оценки всех необходимых констант по опытным данным. Характерные масштабы неоднородностей Г\ и х соответствуют значениям Ь = Ьо(1), при которых изменения Г) их сопоставимы с на границе раздела фаз при тех же , где

К|Л и К|„ - комбинации параметров уравнения состояния.1 При фиксированных масштабах усреднения теплофизические свойства системы полностью

определяются гидростатическим эффектом, при этот эффект приводит к

поправкам. Интервал температур, в котором гидростатический эффект определяет свойства системы, зависит от масштабов усреднения:

Наличие в чистом веществе малых примесей х,«1 и градиентов температуры по системе приводит к перенормировке: Ьси1=Ьо[1+К2Х,1п х,] и Ьо(^)=Ьо(1- с*У1),

где с* = j , т.е. малые примеси и направленные против поля градиенты t

заметно усиливают гидростатический эффект в чистых веществах. В бинарных растворах малые У1<(с*)"' могут приводить к немонотонной зависимости x(h) при монотонной Т|(Ь), наблюдавшейся в ряде экспериментов. Масштаб усреднения теплофизических свойств определяется условиями проведения процесса, но во всех случаях не может быть меньше = гс, где гс - радиус кор-

Рк

реляции флуктуации плотности. Этот масштаб определяет область неустранимого влияния "внутреннего" гидростатического эффекта, которая соответствует условию , что для широкого класса веществ соответствует

Фазовая диаграмма вблизи критической точки при наличии гравитационного эффекта существенно изменяется. При 111 —>0 средние плотности фаз линейно зависят от и кривая сосуществова-

ния при t=0 имеет плоский участок Д<Г|>12 »2Кз Ь'т", который делится на пропорциональные отрезки линиями постоянного паросодержания <ф>=С0П81:. За' Далее везде символом К, обозначаются комбинации параметров уравнения состояния, выражения для которых приводятся в [9-13].

критические изотермы также имеют плоские участки Д<Т1>= 2К3 Ь'т/Й-2К4 при |ьт | » М(Ы«к|) , которые исчезают при I « ^ . При этом критический индекс Р в зависимости <т|> ~ 11115 возрастает и кривая сосуществования приобретает заостренную вершину. Переход системы из двухфазного состояния в однофазное в гравитационном поле при <т|> = 0 происходит не в точке I = 0, а в интервале [0,1о]. При Нт ~ 10 мм для различных веществ Ъэ ~ 10"4.

Теплоёмкость при постоянной средней плотности <г|> определяется как производная от полной энергии по температуре

<с>=

К_(р (

аь,

(23)

где А - комбинация констант УС (для классического А = ( 3 р | ), с = С -

^-а; Рк

безразмерная теплоёмкость. Параметр ф(1,<г|>) определяется соотношением объемов частей системы ст|>0иг|<0и при I < 0 является аналогом объемного паросодержания для неоднородной системы. Второй и третий члены в квадратных скобках в (23) связаны с перераспределением вещества по системе при изменении г и дают существенный вклад в <с> при <г|> * 0, т.е. <с> существенно отличается от усредненной теплоёмкости <су> и совпадает с ней только для симметричной относительно г| = 0 кривой сосуществования при <т|> = 0, когда изменения <г|> в фазах взаимно компенсируются и положение уровня т| = 0 и центра масс в системе не зависят от 1. Температурная зависимость <с> для двухфазной и однофазной систем в поле при постоянной средней плотности <Т)> существенно отличается от температурной зависимости су (I, <т|>) в отсутствие поля. При I = 0 и средних плотностях, соответствующих плоскому участку А<г)>12 = 2К3Ьт"6 теплоёмкости <с>дф и<с>оф совпадают, при <г|> = 0 и 1 = 0 теплоёмкость остаётся конечной, <с>Дф проходит через максимум при 4тах= - К5Ь^^О + К6Ь~|/|35-<г|>'/|3), кривая максимумов <0Дф в диаграмме <г|>-1 лежит внутри кривой сосуществования при | <г|> | <К7Ь^/5 и при <Т1>=0 макси-

мальное значение <с>Лф определяется масштабом усреднения <c>max~h°/'i6, что при а —»О соответствует известному результату Онзагера для теплоёмкости конечных решеток Изинга <c>raax~ln hm. Скачок теплоёмкости Д<с>=<с>д ф-<с>0 ф происходит на кривой сосуществования <т]>сос (t) и с приближением к к.т. вначале возрастает (при больших | <r|> I), а в непосредственной близости к к.т. уменьшается и исчезает при t = 0 в конечном интервале плотностей Д<п>12 ~ Таким образом, гидростатический эффект приводит к "расщеплению" максимума и скачка теплоёмкости вблизи к.т. Этот эффект, вслед за известными опытами A.B. Воронеля с сотрудниками, наблюдавшийся многими экспериментаторами, был впервые объяснен в наших работах [9,10]. Существенное влияние эффектов, связанных с нескомпенсированным перераспределением вещества в фазах при <г|># 0 - вклад второго и третьего слагаемых в квадратных скобках (23) - приводит к большому разнообразию характеров искажений особенности Суоф за счет гидростатического эффекта при t > 0 в зависимости от <Т)> и параметров УС: в координатах <с> - lg|t| при |t| > to ветви <с>0ф и <с>Дф могут расходиться (при больших <г|>), быть эквидистантными (при <Г|> « 0) и сходиться за счет более резкого роста <с>„ ф, т.е. экспериментально наблюдаемая особенность <с>0 ф (t) может усиливаться по сравнению с действительной особенностью cv для однородной системы при t —» to . Такие результаты неоднократно наблюдались в экспериментах <17>.

Теплота испарения - тепловой эффект перехода моля вещества при t = const из неоднородной жидкой фазы в неоднородную газообразную i = Д1рк /р„- линейно зависит от |t| вблизи t = 0 и при t = 0 остается конечной

i(t) = 2 К3 -с*- h''5, где с* = ——I к » 7. В области t > 0, несмотря на отсутствие

Рк dT

физической границы раздела фаз тепловой эффект перехода моля вещества из части системы с<т|»0 в часть с <г|> < 0 остается заметным вплоть до t»to (hm).

Критические индексы для систем в поле в непосредственной близости к t = 0 существенно изменяются. Гидростатический эффект приводит к увеличе-

нию определяемых из опытных данных вблизи к.т. критических индексов а, (3, 0, 5. Значения критической температуры, определяемой по различным опытным данным, могут изменяться от Наши расчеты показывают, что при вве-

дении соответствующих поправок значения критических индексов, определяемых по экспериментальным данным, в основном хорошо соответствуют теоретическим [13].

Разделительный эффект в бинарных растворах вблизи к.т. жидкость-газ в поле тяжести рассмотрен в [11-13]. Если в разделительной колонне масштаба ^ критическое состояние (X = Х« и Т = Тк(Хк)) реализуется на её середине и в каждом акте разделения отбирается половина её содержимого, то для коэффициента обогащения а = [<Х+> (1 - <Х>)/(1 + <Х+>)<Х_>] - 1 в безразмерном виде получаем неоднородность концен-

трации по h уменьшается пропорционально Хк. и (Хк - ХкА) и в самих точках исчезает, однако в относительных переменных и

коэффициент обогащения остается практически постоянным и для различных смесей составляет довольно значительную величину а~10"2 -НО"1 [13]. Возможность использования этого эффекта для разделения изотопов молекулярного водорода и гелия рассмотрена в работе [12]. В квазиклассическом приближении с точностью до растворы изотопов являются идеальными и необходимые для вычисления а термодинамические производные в зависимости от концентрации на критической кривой выражаются через критические параметры индивидуальных изотопов, которые в свою очередь определены на основе закона соответственных состояний (ЗСС) с квантовыми поправками с использованием разработанного нами ранее метода расчета тепло-физических свойств индивидуальных изотопов <19>. Расчет для 50% растворов изотопов молекулярного водорода а также изотопов

приводит к следующим значениям а: Используя результаты наших расчетов свойств молекулярных изотопов водорода <19>, можно оценить количество шагов (актов разделения), необходимых

для выделения одного из компонентов чистотой 99,99% из раствора с первоначальным его содержанием в 0,01%. При высоте разделительной колонки 20 см для выделения Т2 из раствора Н2-Т2 потребуется 103 актов, Б2 из раствора

что при каскадной организации процесса технически выполнимо. Эффект разделения может быть заметно усилен центрифугированием и, как отмечено выше, градиентом 1, направленным против поля.

2.1.5. Изменение свойств межфазных границ раздела жидкость-газ при внешних воздействиях [13-17,50-56].

В соответствии с современной ван-дер-ваальсовской теорией капиллярности избыточная свободная энергия межфазных границ раздела в системах жидкость-газ (поверхностное натяжение а) определяется градиентом параметра порядка (плотности) в межфазном переходном слое (интерфазе):

СТ= /ш[р(г)](Ур)2^«ш(Ар)

(24)

где р(г) - профиль плотности в интерфазе, г - нормальная к границе раздела координата, - разность плотностей сосуществующих фаз, -

параметр, являющийся слабой функцией плотности, определяется прямой корреляционной функцией флюида, Ь - толщина интерфазы <20,21>. Внешние воздействия, изменяющие градиент плотности в интерфазе, вызывают соответствующие изменения свойств системы, определяемых межфазным слоем, прежде всего - поверхностного натяжения. Для выражения поправок к а через термодинамические свойства межфазной границы в отсутствие внешних воздействий используется соотношение, вытекающее из (24) при основном допущении о пропорциональности толщины интерфазы Ь радиусу корреляции флуктуации плотности гс ~ р' (К^)"2 в объемной жидкости.

Р* ИРо.1

Кт0

Кт.

V /

где <г, р', Ар и Кт = -| — | - соответственно поверхностное натяжение, плотность жидкости, разность плотностей сосуществующих фаз и изотермическая сжимаемость, индексами 0 и \ отмечены величины для системы в отсутствие внешних воздействий и при их наличии. Внешние воздействия приводят к неоднородности полевых переменных р и Т в интерфазе. Вдали от Тк поправки к а, связанные с неоднородностью полевых переменных, могут быть вычислены путём разложения Др, р' и Кт по отклонениям полевых переменных Др' и АТ от их значений на разделяющей поверхности в невозмущенной системе и при р"/р' « 1 с точностью до поправок первого порядка получаем:

= 1 + 3.1« [(1. В)ДР - (1+О-СДТ], а„ 2 с„

(26)

где - характерная длина Видома

Все производные в (26) берутся на кривой сосуществования со стороны жидкости. Результаты наших расчетов В(Т) и О(Т) для НгО и Нг [14,15] показывают, что В(Т) и О(Т) - слабые функции температуры вплоть до Т ~ 0,9Тк и для оценочных расчетов могут быть приняты постоянными Величины и ДТ' определяются характером и интенсивностью внешних воздействий. При увеличении Т и необходим более точный расчет при вычислении поправок к а. Как показано в [14] наиболее удобно это может быть сделано с использованием уравнения состояния Тайта в форме, предложенной в нашей работе <6>. В непосредственной близости к к.т. анализ влияния внешних воздействий на а может быть выполнен на основе (25) с использованием УС, основанного на гипотезе масштабной инвариантности.

2.1.5.1. Поверхностное натяжение при искривленных границах раздела жидкость-газ [14,15].

При искривленных границах раздела равновесные давления в фазах отличаются от давления при плоской границе раздела и той же температуре и не равны друг другу. При малых радиусах кривизны R эти отличия существенны и приводят к изменению профиля плотности в интерфазе и к изменению а. Зависимость с точностью до первых поправок по дается соотношением

Толмена ст(Я) = Сто где пузырькам соответствует R<0, капелькам R>0, и

параметр d носит название параметра Толмена. Определению знака и величины параметра Толмена посвящено множество исследований, однако окончательно этот вопрос не выяснен <20,21>. При больших радиусах кривизны поверхности R, превышающих толщину интерфазы L (R» L) определенные выводы о знаке и величине d могут быть сделаны на основе соотношений (25-26). В этом случае отличие равновесных давлений в фазах от равновесного давления при плоской

границе раздела может быть рассчитано по уравнению Кельвина Ар, = ^ ,

Я Др0

и изменение ст в зависимости от R (параметр Толмена) выражено через свойства равновесных фаз при плоской границе раздела. С использованием (25-26) при

£'«1 получаем: <1 = -^1„(1-В). (27)

В соответствии с (27) параметр Толмена при отрицателен и возрастает по

модулю с ростом Т. По нашим расчетам, для воды в интервале давлений от 0,1 МПа до 15 МПа параметр Толмена изменяется от -1,2-10'10 м до -2,8-10'10 м. Поверхностное натяжение равновесных пузырьков в жидкости меньше, чем на плоской границе, а для капелек в паре - больше. Этот вывод соответствует результатам наиболее надежных экспериментальных исследований, анализ которых приведен в [14] и <21>.

дг.к 4Г..К

О 1 2 р.ыПж 0 1 2 р.нПа

Рис. 8. Отклонение предельного перегрева аргона от рассчитанного с использованием поверхностного натяжения для плоской границы раздела: кривая - расчет с учетом поправки Толмена по (27); точки - экспериментальные данные.

При глубоком заходе в метастабильную область и малых радиусах критических зародышевых пузырьков уменьшение их поверхностного натяжения по сравнению с а0 , рассчитанное по соотношению Толмена и (27), составляет 310%, что приводит к существенному снижению нуклеационного барьера и понижению температуры достижимого перегрева по сравнению с расчетом по классической теории зародышеобразования с использованием а = Оо . На рис. 8 приведено сопоставление результатов наших расчетов с опытными данными <22> для Аг, демонстрирующее заметную роль размерного эффекта в процессах нуклеации и возможность расчета параметра Толмена при Я» Ь по (27).

2.1.5.2. Поверхностное натяжение в неравновесных двухфазных системах [15-17,51-55].

В неравновесных двухфазных системах с плоской границей раздела при интенсивных фазовых превращениях между объемными фазами существует как перепад температур АТ, так и перепад давлений, обусловленный силой Мещерского: - массовый поток вещества при испарении или конденсации. Однако, поскольку эта сила возникает за счет ускорения потока вещества при изменении плотности (УР ~ }2Ур/р2) в «газовой» части интерфазы и за ее пределами, она приводит к поправкам только в и при вычислениях поправок первого порядка к а в (26) следует положить ДР1 = 0. В итоге при 1 получаем

(28)

где ДТ' = Т) - Т8. С ростом температуры поправка к а при заданном ДТ возрастает. Из (28) следует, что при интенсивном испарении поверхностное натяжение уменьшается по сравнению с равновесным при заданном давлении на фазовой границе. Перепад температур ДТ может быть выражен через тепловой поток на межфазной границе q, если принять для L в соответствии с ван-дер-ваальсовской теорией оценку

и считать УТ в интерфазе постоянным. При этих допущениях для зависимости вдали от Тк получаем

о(ч)/0о=1-ч/ч*, (30)

где - теплопроводность жидкости на границе ин-

терфазы. Характеристический тепловой поток q* соответствует нестабильности фазовой границы в связи с резким уменьшением поверхностного натяжения и ограничивает область применимости полученных соотношений для

Рассчитанные для НгО значения представлены на рис. 9, из которого видно, что вдали от Тк поправки к а, связанные с интенсивными фазовыми превращениями, становятся существенными при высоких тепловых потоках Такие условия могут возникать, например, при испарении микропленок жидкости на горячих поверхностях, испарении под действием мощного излучения, вскипании метастабильных перегретых жидкостей, испарении капель жидких топлив в камерах сгорания ЖРД и т.д.

Дот = - ;Jui+G(T)] C(T>AT

loge/*, W/m2

g :.........."......................... ^...................^

8 R МРа

0 4 8 12 16 Рис. 9. Характеристический тепловой поток, вода.

Для пузырька пара радиусом R, растущего в перегретой жидкости с температурой Т| > Т.? на тепловой стадии роста (Я ~ т"2) при числах Якоба За. >> 1, поправки к поверхностному натяжению определяются перепадом температуры на фазовой границе.

Используя для определения У! на границе раздела фаз асимптотику решения Плезета-Цвика при 1а » 1, получаем

= 1

216

I2.

(1 + С) я 1Т • Я

(31)

где - характерная длина, - число Якоба, - теп-

лота испарения и теплоемкость жидкости. Для пузырька критического размера, учитывая, что II* = 2<ТоТ5(Р)[А1р"АТ]'', получаем

где 1а* | (1 + 0^, ^р'^у^] 3- В области давлений Р < 1 МПа для воды

значения 1а* составляют несколько десятков и возрастают до }а' > 102 при Р ~ 0,1 МПа. Из соотношений (31,32) следует, что поправка к а, определяемая УГ, при глубоком заходе в область метастабильного состояния перегретой жидкости превышает размерный эффект и для пузырьков критических размеров вдали от Тк может достигать (5-15)%. Так х значений поправки достаточно для объяснения различий экспериментальных значений предельных перегревов и расчетов параметров спинодали по известным уравнениям состояния.

2.1.5.3. Обоснование основных допущений и выводов термодинамической теории на микроскопическом уровне [16,17, 51-55].

В работах по молекулярно-динамическому моделированию межфазных границ раздела жидкость-газ в Леннард-Джонсовских системах, состоящих из (12-24)103 частиц в условиях термодинамического равновесия и интенсивных фазовых превращений, обоснованы основные допущения термодинамической теории. Поскольку результаты расчетов теплофизических свойств методом молекулярной динамики существенно зависят от радиуса обрезания потенциала

37

межмолекулярного взаимодействия гсп1 соотнесение результатов МД-моделирования со свойствами реальных веществ имеет практический смысл лишь в том случае, если для модельных систем с различными гсп1 и реальных веществ в некоторых безразмерных переменных выполняется закон соответственных состояний (ЗСС). В работе [17] предложено использовать для Леннард-Джонсовских систем расширенный ЗСС с использованием безразмерных переменных и показано, что в этих переменных наблюдается не только качественное, но и количественное соответствие результатов МД-моделирования с различными гси, > 3,5 экспериментальным данным о кривой сосуществования и поверхностном натяжении аргона с погрешностью менее 5%. Таким образом, результаты МД-моделирования структуры и свойств границы раздела фаз систем жидкость-газ при их представлении в соответствующих безразмерных переменных могут дать информацию об обоснованности основных допущений термодинамической теории, ограничениях и точности расчетов по полученным соотношениям. На рис. 10 представлено сравнение результатов расчета толщины интерфазы Ь

при МД-моделировании и по соотношению (29), из которого видно, что вдали

от Тк при Т < (0,85-0,9) Тк основное допущение термодинамической теории достаточно хорошо выполняется. На рис. 11 представлено сравнение МД- и термодинамического расчетов изменения с при испарении в вакуум, демонстрирующее удовлетворительную точность термодинамических расчетов поправок первого порядка к а в указанной области температур. Детальные исследования структуры и свойств межфазной границы раздела жидкость-газ Леннард-Джонсовских систем методом МД-моделирования в условиях равновесия, интенсивного испарения и конденсации [16,17,51-55] подтверждают возможность использования нашего основного допущения о пропорциональности L и т'с, при термодинамическом анализе поправок к а, а также выводы о изменении а при интенсивных фазовых превращениях и основные результаты расчетов Acs по соотношениям (25, 26) и следующим из них.

2.1.5.4. Влияние поля тяжести на свойства интерфазы вблизи критической точки жидкость-газ [13,50,56].

В связи с возрастанием сжимаемости в непосредственной близости к критической точке неоднородность плотности на масштабах ~ гс, создаваемая полем тяжести, становится сопоставимой с разностью плотностей сосуществующих фаз и существенно изменяет свойства межфазной границы раздела (внутренний гравитационный эффект). Влияние этого эффекта на поверхностное натяжение а, толщину интерфазы L, плотности сосуществующих фаз на её границах Др, р' и р" в зависимости от |t| и j = рассмотрено в наших работах <25>

и [13.50] в рамках модифицированной ван-дер-ваальсовской теории капиллярности <20> с использованием классического УС и УС НБС с неклассическими критическими индексами. Получены выражения для a, L и Др при

и показано, что в непосредственной близости к Тк при все свойства интерфазы определяются полем тяжести, и с

приближением к Тк наблюдается картина, во многом отличная от того, что было бы в отсутствие поля: при t = 0 толщина интерфазы, разность плотностей со-

существующих фаз и поверхностное натяжение принимают конечные значения

5-1 2 3+8

Ьк ~ ] 35, Ар ~ ]зв~' и а ~ р64, толщина интерфазы с приближением к Тк проходит через максимум и, уменьшаясь с ростом ^ исчезает при I > 0, т.е. мениск исчезает не расплываясь, а схлопываясь, и не при t = 0, а при 1 = 1т > 0, при этой же температуре исчезает поверхностное натяжение.

2.1.5.5. Эффект исчезновения границы раздела фаз при температурах, отличных от критической [13,15,50, 56].

Этот эффект, по-видимому, впервые предсказан в нашей работе <25> и детально рассмотрен в [13,15,50,56]. Вблизи критической точки температура исчезновения мениска I = 1т > 0 в поле тяжести определяется конкуренцией упорядочивающего действия поля, создающего неоднородность Ар на расстояниях ~ гс - межфазный слой и флуктуации параметра порядка на границах интерфазы, размывающих эту неоднородность. Из условия равенства флуктуации <Арф> в объеме ~ гс3 на границах интерфазы и разности плотности Арг , создаваемой полем тяжести на расстояниях ~ гс, получаем соотношение для температуры исчезновения мениска:

где г0 и Г+- критические амплитуды радиуса корреляции и сжимаемости. Для простых жидкостей в поле тяжести по оценкам 1т«10"<5±1), т.е. Тт-Ткя10'3 К. В поле центрифуги при ев ~ 20000 об/мин и и 15 мм для СО2 ^ и 5-10"4 , т.е. мениск исчезает при Тт = Тк + 0,15К. (Такой эффект экспериментально наблюдался Д.Л. Тимротом в опытах с СОг, при этом Тт - Тк достигало 0,5 К при <а~3104 об/мин. К сожалению, эта работа осталась не опубликованной). Поскольку при экспериментальных исследованиях вблизи к.т. Тк часто отождествляется с ^ .1 экспериментально определяемые по данным вблизи Тк значения критических индексов искажаются. Введение поправки к Тк по (33) приводит к существенному улучшению согласования экспериментальных данных о с теорией в непосредственной близости к Тк [13]. Вывод о возможном отличии

Тт от Тк ранее делался рядом экспериментаторов (Э. Шмидт с сотр. и др.<27>), его теоретическое обоснование как результата воздействия поля тяжести впервые дано в наших работах <25> и [13,15,50]. Вслед за этими работами влияние поля тяжести на свойства интерфазы рассматривалось в работах <16,26>, выводы которых вполне соответствуют результатам [13,50]. Картина исчезновения мениска, следующая из результатов [13,15,50], наблюдалась в ряде экспериментальных работ (см., например, <27>). Эффект разделения однофазной системы при Т > Тк на фазы и возникновения границы раздела фаз и поверхностного натяжения в сверхкритическом флюиде при включении гравитационного поля в зависимости от g продемонстрирован в [56] при молекулярно-динамическом моделировании закритического леннард-джонсовского флюида в сильном гравитационном поле.

Уменьшение градиента плотности в интерфазе и поверхностного натяжения при интенсивном испарении указывает на возможность существования пороговых значений при которых поверхностное натяжение исчезает при температурах разделяющей поверхности, меньших критических. Оценка сверху может быть получена из следующих соображений. Поскольку вдали от Тк градиент нормальной к границе раздела фаз корреляционной длины пороговые значения ликвидирующие неоднородность плотности в интерфазе, соответствуют |Угс!_1_~1. Из этого условия получаем

- амплитуда и критический показатель радиуса корреляции. Для простых жидкостей при |1| > 10"' это соответствует |УТ*| ~ (108 - 109) К/см и (106 - 107)Вт/см2 . Если принять, что температура пара близка к температуре насыщения, то для воды при атмосферном давлении с использованием данных < 17,18> получаем АТ* « 200 К и Т| » 573 К. Это значение Т| близко к экспериментальным данным о температуре достижимого перегрева воды при атмосферном давлении <23,24>.

Эффект диссипации границы раздела фаз и исчезновения при Т < Тк и определяет термодинамический предел существования границы раздела

фаз при интенсивном испарении жидкостей. Он, по-видимому, не может наблюдаться экспериментально в реальных процессах для достаточно крупных объектов ибо при существенно меньших q возникают иные механизмы неустойчивости межфазной границы раздела - прежде всего неустойчивость Ландау и барокапиллярная <33>, причем снижение а при интенсивном испарении облегчает возникновение и развитие этих неустойчивостей. Вместе с тем, в возникновении и развитии пузырьков докритических размеров в сильно перегретых жидкостях этот эффект может играть существенную роль. Он может оказаться существенным также на конечной стадии испарения в КС ЖРД капелек криогенных топлив.

2.1.6. Вскипание диэлектрических жидкостей во внешних электрических

полях [18-21,57,58,72].

Зародышеобразование в метастабильных диэлектрических жидкостях и газах при воздействии внешних электрических полей рассматривалось в ряде монографий и статей (см., например, <28-35>). Установлено, что внешнее электрическое поле инициирует зародышеобразование в пересыщенных парах. При этом уменьшаются как работа зародышеобразования, так и размеры критических зародышей. В случае же зародышеобразования в перегретых жидкостях выводы ряда теоретических работ о том, что внешнее электростатическое поле подавляет зародышеобразование, находятся в противоречии с результатами опытов <35-39>, в которых наблюдалось инициирование вскипания перегретых жидкостей внешним электрическим полем, а также опытов <40-41> и ряда других, в которых наблюдалась предпробойная кавитация жидкостей на электродах. Указанные теоретические выводы основаны на анализе изменения энергии электростатического поля при возникновении в среде зародыша другой фазы объемом V

где Е и Б - векторы напряженности поля и индукции в зародыше, Ёо и Бо - в среде в отсутствие зародыша, Е] и е2 - диэлектрическая проницаемость зародыша и среды соответственно. Из (34) следует, что W всегда положительно для пузырьков в жидкости и отрицательно для капелек в парах. Однако, работа за-родышеобразования дается не W, а изменением большого термодинамического потенциала при возникновении в системе зародыша новой фазы при

постоянных Т и (1. В такой постановке задача рассмотрена в [18-20].

2.1.6.1. Влияние внешних электрических полей на зародышеобразо-вание в диэлектрических жидкостях [18-20].

Условия на границе раздела фаз даются уравнениями (14-16). Линеаризация химических потенциалов фаз в (14) по давлениям в окрестности точки Р = РДГ), соответствующей фазовому равновесию в отсутствие поля, позволяет перейти от (14, 15) к соотношениям, не содержащим химических потенциалов:

вии электрического поля в метастабильной материнской фазе , если

Ро - давление в точке, где поле отсутствует <2>, т.е. вклад электрострикцион-ных сил в перепад давлений на границе раздела фаз пренебрежимо мал. Работа зародышеобразования А при постоянстве температуры и полного химического потенциала может быть вычислена как

А = Да = ст8-У(Р|-Р2 + 6\\'/5У), (37)

где 8 и У - площадь поверхности и объем зародыша,

и после преобразований с учетом

(35,36) получаем

А = сгё - (ДР + ) V (38)

(38а)

В отсутствии поля для сферического критического зародыша Reo = 2а/АР и Асо = 16ro7R£0/3. Уравнения (35) и (38) для сферических зародышей в безразмерной форме запишутся как

г = R/Rco = [l-x(r)]-', a(r) = А/Асо = [1 - 5x(r)][l -х(г)Г\ (39) где x(r) = л2,(г)/ДР положительно для пузырей и отрицательно для капелек. Из (39) видно, что радиусы критических зародышей при наличии поля возрастают для пузырей и уменьшаются для капелек по сравнению с таковыми в отсутствии поля. Работа зародышеобразования для пузырьков уменьшается, а для капелек в зависимости от вида функции х(г) может уменьшаться или увеличиваться. В работах [18-20] рассмотрено образование зародышей пара в перегретых диэлектрических жидкостях в однородном поле, в поле заряженного центра и вблизи электрода. Их результаты удобно представить в виде зависимости г и а от безразмерных параметров F, характеризующего влияние поля и степени метастабильности (пересыщения или перегрева) среды S: - для центра с зарядом Q

F =

-М

e2J

(40)

- для практически однородного поля на большом расстоянии от

заряженного центра

ЗСГ(е2-е,)

'87t(2e2 + El)e2R£0PoSy4

(41)

где

- эффективная степень метастабильности.

Р2,

Образованию пузырьков в перегретой жидкости соответствует Б > 0, а капелек в пересыщенных парах Б < 0. Б = 0 соответствует отсутствие поля. В этих переменных безразмерная работа зародышеобразования в обоих случаях запишется как

А = А/АС0 = 5Г2-4Г3,

а уравнения для критического радиуса как

- для заряженного центра 44

(42)

и

р = 1 — г"1 - для однородного поля. (44)

Зависимости безразмерных критических радиусов и работы зародышеобразова-ния от F для указанных случаев представлены на рис. 12.

-«в -0.4 4)2 00 03 04 0Л

Р

Рис. 12. Зависимость безразмерного критического радиуса зародыша (а) и работы образования критического зародыша (Ь) в поле- 1—центральный заряд; 2 - однородное поле

Из рисунка видно, что внешнее электрическое поле приводит к увеличению критического радиуса и уменьшению работы зародышеобразования для пузырьков в перегретой жидкости, т.е инициирует ее вскипание (положительные F). Для капелек (отрицательные F) в однородном поле критические радиусы уменьшаются, а работа зародышеобразования слабо возрастает в области малых < 0,57 и уменьшается при дальнейшем росте по сравнению с системой без поля. Функция a(F) имеет максимум при F = - 0,2 и г^) = 5/6, равный отношению 125/102. Критический радиус для капельки в поле заряженного центра имеет два значения - меньшее соответствует минимуму функции a(F) (возникновение маленьких капелек стабильного размера), большее - ее максимуму (возникновение растущих капелек). Эти значения совпадают при F = -0,105, т.е. при больших полях |р| > 0,105 растут капельки всех размеров в полном соответствии с выводами <28>. Учет несферичности зародыша, возникающей вследствие воздействия поля, не изменяет этих выводов [18-20]. Результаты расчета времени ожидания возникновения зародышей в перегретых метастабильных жидкостях т в зависимости от напряженности электрического

поля для условий опытов <36,37> удовлетворительно согласуются с опытными данными и качественно верно отражают зависимость т(Е). В работе [20] выполнены детальные расчеты работы зародышеобразования и критических размеров зародышей в метастабильных диэлектрических жидкостях в зависимости от расстояния от электрода. Показано, что работа зародышеобразования минимальна в том случае, если зародыш образуется непосредственно на электроде, и во всех случаях при наличии поля Ас меньше, чем при его отсутствии. Влияние поля особенно существенно при образовании пузырьков пара непосредственно на электроде, что вполне согласуется с выводами [18,19] для зародышеобразования на заряженном центре и в однородном поле. Эти результаты дают качественное объяснение явлению предпробойной кавитации жидких диэлектриков на электродах, наблюдавшемуся в <40,41> и многих других работах. Наши результаты указывают на возможность уменьшения гистерезиса закипания (нук-леации) в диэлектрических жидкостях с использованием неоднородных внешних электрических полей, что весьма важно при создании нового теплообмен-ного оборудования. Такая возможность обсуждалась ранее в печати, однако существовавшие экспериментальные и теоретические результаты не позволяли сделать надежного вывода (см. обзоры <42,43>). Экспериментальное исследование влияния электрического поля на теплообмен на начальном участке кривой кипения [21] подтвердило основные выводы работ [18-20].

2.1.6.2. Эффект полевых ловушек при кипении диэлектрических жидкостей в неоднородных электрических полях [21].

Опыты по вскипанию жидкого азота на обогреваемых поверхностях при воздействии внешнего электростатического поля проводились при атмосферном давлении в условиях большого объема при граничных условиях II рода [21,57,72]. Использовались

46

рабочие участки в виде плоской полированной пластины (№Сг) с концентратором напряженности поля в виде приваренного к ее поверхности выступа -штырька диаметром 100 мкм (рис. 13). Таким образом создавалась локальная напряженность неоднородного электростатического поля Е < 106 В/см. Измерялись тепловой поток и температура подложки под выступом и в 4 точках на различных расстояниях от него для первого образца и температура подложки гофрированной пластины в точке максимальной кривизны и 4 точках по обе стороны от нее. Результаты одной из серий опытов представлены на рис. 14. По опытным данным [21,57,72] можно сделать следующие выводы:

• практическое совпадение конвективных ветвей при наличии и в отсутствие поля свидетельствует о малом влиянии электро-конвекции на теплообмен в условиях опытов,

• наличие неоднородного внешнего электрического поля приводит к уменьшению перегревов подложки,

1 ■ л

1 /! Ч-... / >"

/к

соответствующих началу и прекращению кипения, и к уменьшению гистерезиса закипания,

* наличие Неоднородного внешнего поля вызывает максимальную интенсификацию локального теплообмена на начальных участках кривой кипения в местах с минимальной напряженностью поля на обогреваемой поверхности, которые являются полевыми ловушками для пузырьков пара.

Эффект интенсификации локального теплообмена на начальном участке кривой кипения в местах полевых ловушек, т.е. областях с минимальной напряженностью поля, обнаружен в наших опытах, по-видимому, впервые. Он

Рис. 14. Начальный участок кривой кипения азота, прямой и обратный ход. Термопара 2. Ь = 3 мм, Ь= 1.3 мм, и = 30.8 кВ.

определяется действием двух факторов: облегченным зародышеобразованием в местах максимальной напряженности поля и перемещением образовавшегося пузырька под действием электрофоретических сил в места «полевых ловушек», где пузырек вырастает до отрывного размера, существенно превышающего отрывной диаметр в отсутствие поля. Увеличение отрывного диаметра и времени роста пузыря в полевой ловушке связано с уменьшением интегральной силы плавучести за счет диэлектрофоретической силы, действующей на пузырек в неоднородном поле. В частности, для отрывного размера пузырька на горизонтальной обращенной вверх поверхности в [21] получена оценка:

Иор/Яо = [1 - Зе0(Ег- ^УЕЧ/гО+гСБ^р]-1'3, (45)

где - относительная диэлектрическая проницаемость жидкости, проекция градиента квадрата напряженности поля на вертикаль, - разность плотности фаз, - отрывной радиус в поле и без поля, соответственно.

Расчет по (45) для условий наших опытов приводит к величинам ЯорЖо, близким к наблюдаемым экспериментально.

Результаты [18-21,57] разрешают противоречия опубликованных ранее экспериментальных и теоретических работ, отмеченные выше, и открывают новые возможности интенсификации теплообмена при кипении диэлектрических жидкостей с использованием внешних электрических полей.

2.1.7. Эффекты кавитации в микромасштабах при воздействии внешних

электрических полей [22,23].

В сильных и быстро нарастающих внешних электрических полях поверхностная сила (16) существенно превосходит амперовы силы и приповерхностный слой материала переходит в растянутое метастабильное состояние, что при высоких напряженностях поля может приводить к кавитации и разрушению материала. Эти эффекты особенно существенны в микромасштабах (для микроне-однородностей на поверхности) и при малых временах воздействия поля, копа разрушение (эрозия) материала определяется не ростом имевшихся в нем мик-

ротрещин, а возникновением и слиянием вновь образующихся при кавитации каверн.

2.1.7.1. Кавитационный взрыв расплавленных микроострий [22].

В работах Г.А. Месяца с сотр. <44> установлено, что в условиях локального усиления электрического поля на микроостриях на поверхности катодов взрывной электронной эмиссии предшествуют микровзрывы вершин микроост-рий при их быстром нагреве током автоэлектронной эмиссии. Опытные данные указывают на сильное влияние внешнего электрического поля на фазовое превращение жидкость-газ при взрыве микроострий - при изменении напряженности поля менее чем в 2 раза (от ~ 70 до ~ 130 МВ/см) время задержки взрыва изменяется на семь порядков <44>.

В отличие от фазового электровзрыва проводников, рассмотренного выше, взрыв микроострий на катоде происходит в сильном электрическом поле. Это поле индуцирует на границе раздела жидкость-газ поверхностную силу (16), направленную в сторону пара и растягивающую металл. Для поля, нормального к границам микроострия, имеем где индексами

g и 1 обозначены газовая и жидкая фаза. Считая газ неполяризующимся и непроводящим с 1 на границе с металлическим острием получаем пп Как показывают оценки [22] в условиях экспериментов <44> эта сила значительно превосходит капиллярное давление и амперову силу, т.е. параметры состояния жидкого микроострия соответствуют метастабильному растянутому состоянию. При достижении предельной степени растяжения происходит взрывообразная кавитация, сопровождаемая импульсом давления, в результате которой микроострие разрушается, превращаясь в мелкодисперсную смесь капелек в паре.

Напряженность электрического поля внутри металлического микроострия мала по сравнению с напряженностью поля снаружи В такой ситуации давление и химиический потенциал критического зародышевого пузырька внутри микроострия совпадают с давлением и химическим потенциалом пара, находящегося в равновесии с металлической фазой снаружи. Действуя аналогично п. 2.1.6.1 для критического радиуса ас и работы зародышеобразования Ас, получаем: ас = 16тса/ЕЛ; Ас = Ктс3а3 /3 где К « 210 Видно, что работа за-родышеобразования и критический радиус с увеличением напряженности поля весьма резко уменьшаются Время жизни микроострия от момента «включения» поля до взрыва тт определяется следующими характерными временами' нагрева микроострия Т(, « срр|Тк/)2, где j - ток автоэлектронной эмиссии, к- проводимость металла, установления стационарного потока зародышей т<1= 2л р^Ыас2(кТ/ст) "2/шВ, где ш масса атома металла, кинетический фактор, N - число Авогадро, и ожидания возникновения зародышей где

0=Ас/кТ - число Гиббса, п-число молекул жидкости в единице объема, У-объем микроострия (У~тсЯ21, в опытах <44>, К~(0,05-0,3) мкм, 1 ~ 10Я). В области относительно низких но с ростом быстро уменьшается и при вы-

соких Eg время жизни микроострия определяется Ти , а затем и Та (<10"9с). Результаты расчета зависимости тт (Е) для вольфрама [22] хорошо согласуются с опытными данными <44> (рис 15) В этих опытах температура микроострия не измерялась и она найдена из условий наилучшего согласования с расчетом (Т к 13103 К). Характерный максимальный размер жидких капель после взрыва

Е (МУ спГ')

Рис. 15. Зависимость времени взрыва эмиттера от величины электрического поля, подаваемого на острие кривая 1 - время ожидания образования зародыша, 2 - время нагрева эмиттера до температуры ~ 13 ООО К, 3 - время выхода на стационарное зародышеобразование Ромбы -экспериментальные данные

микроострия можно оценить из условия равенства поверхностной электрической силы и капиллярного давления с учетом уменьшения напряженности поля

при диспергировании микроострия Ос« 1б7са/Е82[]^) • Для значений Ев = 120,

100 и 70 МВ/см радиусы капель составляют соответственно Ог » (0,9; 1,3; 2,6)-10* см, что согласуется с данными опытов <44> - Ог ~ (0,1-1,5)10'5 см. Отмеченная в <44> общность явлений взрыва микроострий и электровзрыва проводников определяется тем, что в обоих случаях взрыв инициируется термодинамической неустойчивостью двухфазных систем жидкометаллический керн-пар во внешнем поле. Несмотря на то, что в первом случае достигается предел устойчивости растянутого жидкого керна, а во втором - пересыщенного пара, в обоих случаях результатом является диспергирование и взрывообразный разлет системы, приводящие к уменьшению напряженности внешнего поля.

2.1.7.2. Кавитационная эрозия поверхности диэлектриков медленными многозарядными ионами [23].

Распыление (эрозия) поверхности твердых материалов налетающими ионами активно исследуется в связи с созданием установок с магнитным удержанием плазмы и другими техническими приложениями. В недавних экспериментах по воздействию медленных многозарядных ионов на поверхность диэлектриков обнаружено резкое увеличение числа распыленных атомов с ростом заряда налетающего иона е2 (см. обзор <45>). Количество распыленных атомов на один падающий многозарядный ион в этих опытах доходит до сотни, т.е. соответствует макроскопическому объему разрушения поверхности. Анализ опытных данных по распылению поликристаллических и 8Юг мишеней медленными ионами показывает, что число распыленных атомов слабо зависит от массы иона и возрастает с ростом его заряда е2 примерно как 22. Существующие теоретические модели не объясняют этого результата <45>.

В работе [23] показано, что при распылении поверхности диэлектриков медленными многозарядными ионами существенную роль играет кавитация приповерхностного слоя материала под действием электростатического поля

налетающего иона, происходящая при достаточно больших (по сравнению с межатомными) расстояниях иона от поверхности. При взаимодействии с диэлектриками изменения заряда иона за счет перезарядки малы и возникающая поверхностная сила вызывает в материале растягивающие напряжения (отрицательное давление)

(46)

где - диэлектрическая проницаемость материала, - расстояние иона

от поверхности, у - координата вдоль поверхности, отсчитанная от проекции на нее иона, на эффективной площади ~ гос2/2. Расчеты [23] показывают, что при больших Ъ и малой начальной кинетической энергии К, задаваемой источником ионов, расстояния от поверхности, при которых движение иона носит потенциальный характер достаточно велики (для иона с и К < 10 эВ х0 ~ Ю"'7"6' см для ЫБ) и характерные времена подлета иона к поверхности 1:(х) = 2х3/2[2М(е+1)/(е-1)]'/2-(Зе7)"', где М - масса иона, достаточны для образования в приповерхностном слое растянутой метастабильной области и возникновения в ней кавитации. Поскольку характерные времена роста существующих в растянутом материале каверн (микротрещин) определяются диффузией дислокаций и существенно превышают время взаимодействия иона с поверхностью, разрушение поверхностного слоя определяется не слиянием каверн в процессе их роста, а нарушением связности растянутой области по твердой фазе после достижения порога протекания по вновь возникшим в результате кавитации кавернам критического размера где - поверхностное натяжение. В связи с резкой зависимостью ас и работы образования критических каверн Ас = 64л3 ст3 х8/3(е2)4 ^ от х, кави-тационное разрушение поверхностного слоя происходит взрывным образом при пороговых значениях расстояния иона от поверхности

(47)

Объем разрушенного материала с точностью до численной константы равен

Реализация кавитационного механизма разрушения возможна, если объем W

находится в растянутой области, т.е. за время взаимодействия иона с поверхностью 1 возмущение, вызванное поверхностной силой (46), должно проникнуть вглубь материала на величину порядка что соответствует скорости иона при не превышающей скорости звука в диэлектрике. Это условие выполняется в упомянутых опытах с и 8Ю2. Кроме того, разрушение произойдет, если в объеме

за время взаимодействия 1 возникнет каверна критического размера, т.е. при выполнении условия - частота зародышеобразования, которая для

бездиссипативных систем может быть рассчитана как

1=(кТ/Ь)-(3/471ас3)ехр(-Ас/кТ), где Ь - постоянная Планка, Т - температура. Этим условием определяются значения х*, начиная с которых возможно разрушение поверхности. Расчеты [23] показывают, что в условиях обсуждаемых опытов т.е. к моменту достижения хс каверны успевают возникнуть и образовать перколяционный кластер. Расчет числа распыленных атомов по (48) при использовании подгоночного множителя порядка единицы хорошо согласуется с экспериментальными данными для 1ЛР и 8Юг (рис. 16).

2.2. Неравновесные фазовые переходы при кипении на поверхностях

с пористыми покрытиями [24-41,58-72]. В диссипативных системах жидкость-газ при пороговых значениях управляющих параметров (теплового потока д, градиента давления, газосодержания и т.д.) происходят неравновесные фазовые переходы различных типов, ;реди которых, по-видимому, наиболее активно изучаются кризисные явления

три кипении и скачкообразные изменения режимов течения двухфазных сред.

53

У

100

10

0.1

ир

•______------

-----О БЮ2

• 1

г Т( • 2

о 3

7 1 • 1 *4 1 1

о

10

20

30

40

50

Рис. 16. Число распыленных атомов А'для мишеней ЦК и 8 Юг в зависимости от заряда иона Z. Символы - экспериментальные данные, экстраполированные на малые кинетические энергии для ионов Агч" (1,4) и Хея+ (2,3). Сплошные линии - результаты

Так же, как и в случае термодинамических систем, внешние воздействия на диссипативные могут приводить к изменениям параметров неравновесных фазовых переходов и механизмов тепловых и гидродинамических процессов в их окрестности. Один из наиболее эффективных методов интенсификации теплообмена при кипении - нанесение на обогреваемую поверхность разнообразных пористых покрытий - основан на геометрическом воздействии на систему. Несмотря на то, что эта технология широко используется на практике, вплоть до последнего времени физика тепловых процессов при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями оставалась не вполне ясной и адекватные теоретические модели отсутствовали (см., например, обзоры <46-48>). Целью наших исследований явилось изучение физики тепловых процессов при кипении и неравновесных фазовых переходов в системе в условиях геометрических внешних воздействий - при нанесении на обогреваемые поверхности пористых покрытий.

При кипении жидкостей на гладких поверхностях при граничных условиях II рода (q = const) неравновесные фазовые переходы происходят в точках начала и кризисов кипения. В системе скачком изменяется паросодержание ф в непосредственной близости к обогреваемой поверхности, возникают скачки или разрывы производных на кривых зависимости перегрева обогреваемой поверхности 8W = Tw — Ts(p) от теплового потока q, являющегося управляющим параметром, наблюдается возрастание флуктуации Tw с приближением к точкам перехода, а сами переходы реализуются как автоволновые процессы и сопровождаются гистерезисами теплообмена (см, например, <49-52>).

Наши исследования показали, что нанесение на обогреваемые поверхности пористых покрытий существенно изменяет симметрию распределения фаз вблизи обогреваемой поверхности и приводит не только к изменениям параметров и характера этих переходов, но и к появлению новых, и к существенным изменениям закономерностей теплообмена в их окрестности. Основные результаты этих исследований кратко суммируются ниже.

2.2.1. Методические особенности опытов.

Существенная роль капиллярных эффектов при двухфазной фильтрации в теле покрытий, резкое возрастание времен релаксации к новому стационарному состоянию вблизи точек переходов, случайная геометрия порового пространства и скелета покрытий определили основные методические особенности проведения опытов: ступенчатое изменение q с последующим длительным (до нескольких часов) выжиданием нового стационарного состояния, многократное повторение измерений на образцах с одинаковыми внешними характеристиками (технология нанесения, материал, грануляция частиц, геометрия), проведение экспериментов с покрытиями из различных материалов (AI2O3 , СиО, цинк, медь, нихром, сталь), нанесенными различными способами (спеканием, плазменным напылением, электрохимическим осаждением, сеточные), и с различными жидкостями (вода, растворы этанол-вода, жидкий азот, жидкий гелий), проведение специальных измерений основных характеристик покрытий. При кипении в большом объеме при граничных условиях q = const экспериментально исследованы как интегральные характеристики теплообмена (кривые кипения нестационарные и переходные режимы, гистерезисы теплообмена, кризисы кипения, тепловая устойчивость системы при возмущениях паро-содержания в теле покрытий), так и элементарные процессы (динамика роста и отрыва пузырей, двухфазная фильтрация в теле покрытий). Выполненный комплекс измерений дает возможность адекватной интерпретации экспериментальных результатов без использования произвольных подгоночных параметров. В качестве экспериментальных образцов в опытах с водой, жидким азотом и водными растворами использовались тонкие (< 0,2 мм) нихромовые пластины размерами с нанесенными на них с одной стороны пористыми покрытиями, обогреваемые прямым пропусканием тока. В подложку заделывались термопары (5-7 по длине) и обратная сторона образца тепло- и гидроизо-лировалась многослойной изоляцией на основе водостойкого высокотемпературного клея и герметика. В опытах с жидким гелием использовался метод теплового клина и пористые покрытия наносились на медное основание. В соот-

55

ветствии с методикой экспериментов процессы переноса тепла по подложке не оказывали существенного влияния на результаты опытов с Н2О, >KN2 И ВОДНЫМИ растворами, в опытах же с жНе они в значительной степени определяли времена релаксации температуры подложки в переходных режимах. Физически значимые и воспроизводимые результаты измерений могут быть получены в опытах с покрытиями, все размеры которых превышают характерный размер элементарного физического объема пористой структуры L, ж (V,)"3. Для глобулярных покрытий, образованных частицами со средним диаметром D, он составляет (l,5-r-2)D в зависимости от упаковки <53>. Этим размером ограничивается нижний предел толщин покрытий h в наших измерениях.

Для экспериментальных образцов с глобулярными спечеными пористыми покрытиями в специальных опытах на образцах-свидетелях выполнены измерения основных характеристик пористых структур: средних размеров частиц D, пористости £, распределения пор по размерам f(r) (жидкостная порометрия), теплопроводности X, координационного числа решетки Z и средней длины элементарных пор 10 (по микрофотографиям шлифов и РЭМ-микрофотографиям в различных сечениях), высоты капиллярного поднятия жидкостей, угла смачивания Q, перколяционного радиуса гр , проницаемости к в сухом и смоченном состояниях. Основной объем экспериментов проведен с образцами этого типа. Для образцов с напыленными и электрохимически осажденными пористыми покрытиями характеристики покрытий определялись по микрофотографиям и измерениям электропроводности. Основные характеристики одной из серий экспериментальных образцов со спеченными покрытиями из NiCr (Z и 6-=-8), использованных в опытах с водой и жидким азотом, приведены в табл. 1.

Напыленные образцы из нихрома имели средний диаметр глобул D-80 мкм, пористость Е «(26-32)%, средний радиус пор ~8 мкм и перколяцион-ный - 14 мкм, проницаемость к~10"12 м2, теплопроводность ~2-j-3 Вт/мК и Z—6+7. В ряде опытов использовались покрытия, полученные напылением двухкомпонентных порошков с последующим вытравливанием одного ком-

Таблица 1

Характеристики пористых структур из нихрома, полученных методом спекания

Средний Порис- Характерные радиусы пор, Проница- Теплопро-

размер тость б, мкм емость к водность X,

частиц В, % сред- перколя- перколя- 10 12 м2 Вт/мК

мкм ний ционный по циониый по Ир)

(фракция) <-г> газовой фазе гр жидкой фазе ^

130-140 (-200 +100) 40-50 18 21 9 3,5-4 6-8 1,8-2,4

250-270 (-315 +200) 40-50 30 34 17 5-7 12-15 1,8-2,5

380-400 (-450 +315) 40-50 45 52 31 8-10 33-41 1,4-2,2

понента - их пористость достигала 50% при Ъ ~ 5 При исследованиях элементарных процессов роста и отрыва пузырей использовалась скоростная киносъемка (3000 к/с) камерой "РеПагеИб" с объективом Таир-11 с 30-кратным увеличением. В этих опытах использовались как образцы с искусственно выполненными каналами для выхода пара диаметром (0,2Л-0,4) мм путем высверливания их в пористом теле мелким алмазным абразивом на ультразвуковой установке, так и образцы без таких каналов. Отсутствие нарушений основной структуры покрытия при изготовлении искусственных каналов для выхода пара контролировалось по РЭМ-фотографиям изломов контрольных образцов. Опыты с водой и жирными растворами проведены в широком интервале давлений от 10" МПа до 5 МПа, с криогенными жидкостями — при атмосферном давлении. Во всех случаях температура жидкости в объеме была равна температуре насыщения Т (Р).

2.2.2. Изменение закономерностей теплообмена при наличии пористых покрытий [24-28,59,60].

Сравнение кривых кипения в большом объеме на гладких и пористых поверхностях по данным наших опытов качественно представлено на рис. 17. В точках начала и прекращения кипения для поверхностей с порис-

тыми покрытиями, как и для гладких, имеет место разрыв производных ф/сСО

и наблюдаются характерные гистерезисные явления причем во мно-

57

гих случаях гистерезис закипания существенно превышает таковой на гладких

При

Ч" Н <89

„ 4 ш ' П * » '/

Ss

<г / 'Л

Ча' Г 0 чш Чш 1 '1

-'#7/ ■ пищ пяеркш

1т * \%е

Рис. 17. Обобщенная форма кривой кипения I- первый пузырьковый режим кипения; И-второй пузырьковый режим кипения, III - пленочный режим кипения. цик - начало кипения, я* - переход 1-И, я** — переход 11-1, - первый кризис, qC2 - второй кризис; Япк - прекращение кипения

поверхностях.

существенно

наличии жрытий 0П к снижается по

сравнению с гладкими поверхностями 9ПК < 0°Пк- В наших опытах [24-27] впервые показано, что при наличии пористых покрытий возможно существование двух стационарных режимов кипения, соответствующих пузырьковому уносу пара от внешней границы покрытия.

В пузырьковом режиме I зоны генерации пара в теле покрытия не связаны между собой

по поровому пространству, занятому паром, (закон теплообмена соответ-

ствует В пузырьковом режиме II существует связность порового про-

странства, занятого паром, в масштабе всей системы, и зона испарения отделена от обогреваемой поверхности пленкой пара, стабилизированной в теле покрытия, причем толщина этой пленки 5 практически не изменяется с ростом q вплоть до кризиса кипения (закон теплообмена соответствует п=1). Обна-

руженный в этих экспериментах новый неравновесный фазовый переход - от одного пузырькового режима к другому — в зависимости от толщины покрытия сопровождается скачкообразным изменением или разрывом производной сШж/ск} и происходит при пороговых тепловых нагрузках q = q* (от I к II) и Я = ц**(от II к I), причем q* > ц**, т.е. в переходной области наблюдается характерный гистерезис теплообмена. Пленочный режим кипения соответствует полному осушению покрытия и возникает в результате неравновесного фазово-

го перехода при достижении порогового (критического) значения Во многих случаях с^ превышает значение критического теплового потока для гладких поверхностей <яС| . Обратный переход от пленочного режима к пузырьковому I или II происходит при втором критическом тепловом потоке ( , причем < Чс2 < яС) .

Параметры и основные характеристики неравновесных фазовых переходов при кипении на поверхностях с низкотеплопроводными пористыми покрытиями определяются процессами протекания пара в насыщенном жидкостью поровом пространстве покрытий, а сами переходы, как показывают результаты наших опытов, имеют перколяционную природу [27-30,59-61]. В этой связи адекватным аппаратом для интерпретации результатов экспериментов и построения физических моделей тепловых процессов является теория протекания <53-56>.

2.2.3. Особенности элементарных процессов [30-33,61-64].

При пузырьковом кипении насыщенных жидкостей на поверхностях с низкотеплопроводными пористыми покрытиями толщиной И > Ь3 зоны испарения в режиме I локализованы вблизи обогреваемой поверхности под покрытием, в режиме II - в теле покрытия на нижней границе зоны, занятой жидкостью, т.е. при у = 5 < И. Вне зоны испарения при у > Б в режиме I и при у > 5 в режиме II температура скелета покрытия практически постоянна Т = Т5 (Р) и основные особенности тепловых процессов определяются гидродинамикой фильтрации фаз в покрытии и процессами на границах. Процессы фильтрации пара сквозь покрытие и роста и отрыва пузырей на его внешней границе при кипении впервые экспериментально изучены в наших работах. Основные их результаты кратко суммируются ниже.

2.2.3.1. Фильтрация газовой фазы сквозь покрытие [33, 62].

При кипении фильтрация пара осуществляется из зон испарения по связной системе наиболее крупных транспортных пор и становится возможной по-

еле достижения значения паросодержания в поровом пространстве покрытия, равного порогу протекания т.е. при

(49)

(50)

(51)

А - размерность, Ъ - координационное число решетки пор, А(г) - функция распределения пор по размерами - универсальный критический индекс корреляционной длины (V « 0,88), Ф - амплитуда, зависящая от характеристик покрытия, фс - порог протекания в бесконечной решетке пор, гр — перколяционный (пробойный) радиус пор, гs - радиус пор, соответствующих границе раздела жидкость-газ в теле покрытия.

Наши измерения гидравлического сопротивления фильтрации газов (Аг, СО2) через смоченные образцы-свидетели различной толщины И в опытах с барботажем жидкостей (вода, ацетон) показали, что учет второго слагаемого в (50) целесообразен только для И < (2-3)Б. Поскольку при всех скоростях фильтрации газа ш, соответствующих пузырьковым режимам кипения, капиллярное

число

= = ,'( ) <<: ^ гДе характерный размер зоны ис-

а ст-Д1-р" гР

парения, приходящейся на один канал выхода пара (радиус влияния), в стационарных режимах кипения распределение фаз в теле покрытия полностью определяется капиллярными силами, и существует однозначная связь между объемным газосодержанием в поровом пространстве и кривизной границы раздела фаз, определяемая распределением пор по размерам в связной части порового пространства покрытия, т.е. функцией Дг), полученной жидкостной порометри-ей. Результаты измерений гидравлического сопротивления фильтрации газов через смоченные образцы-свидетели толщиной представленные в без-

размерных переменных ДР*=ДР/ДРт и (где ДРт = 2ст'С05П/гт .

wm = 2а-с08О-к/т|"- гт -Ь, и гт = (к/е)"2, П - угол смачивания, к - проницаемость сухих образцов, б - их пористость, г\" - вязкость газовой фазы), для различных толщин покрытия совпадают. Значения кие измерены в опытах с сухими образцами. Использование в опытах различных газов и жидкостей позволило провести измерения в широком диапазоне и АР*, соответствующих всей области тепловых нагрузок q = Д1лур" при кипении - от q„ к до Ч > яс ■ Полученные в этих опытах значения гр , в пределах точности опытов соответствуют значениям гр, определенным из данных о 0„ „ при кипении и найденным по (49) из данных о А[г), причем при Ь » Ь для изученных глобулярных покрытий гр « аггт, где аг ~ 5. Универсальный вид зависимости \у*(ДР*) для образцов различной толщины позволяет представить закон фильтрации газовой фазы через смоченные образцы в виде

w = wm•w*(т) = к;.ЛРр-(1+т), (52)

Л п

ДР

где ДРр = 2асозП/гР, х = др - 1. Относительная проницаемость газовой фазы

к= к"/к = \у*(т)(1+т)"' Гр/гт в области промежуточной ассимп-тотики 0,5 < т < 3 имеет вид скейлинговой функции к ~те , где с точностью наших опытов е « 1,6-2,1 (рис.18). Эти значения в пределах погрешности соответствуют оценкам показателя е ~ 1,7 в модели Шкловского-Де Жена <54> и результатам численного моделирования для трехмерных решеток <55,56>. При малых т < 0,5 значение показателя е уменьшается до е я 0,4 - 0,6, что связано с конечностью образцов При х > 3 режим приближается к фильтрации с остаточной насыщенностью и к постепенно выходит на постоянное

Рис. 18. Относительная проницаемость газовой фазы в пористых покрытиях' точки - эксперимент, линия соответствует е = 1 7

значение Результаты измерений при барботаже показывают, что

для изученных толщин покрытий режим фильтрации с остаточной насыщенностью не достигается даже при т.е. неравновесные фазовые переходы от режима I к режиму II и кризис кипения на поверхностях с пористыми покрытиями не вызваны гидродинамическими эффектами трения в теле покрытий. Капиллярный гистерезис - расслоение экспериментальных зависимостей и ДР'^), полученных в режимах роста и снижения ш, зависит от размеров частиц, образующих покрытие, и для крупных фракций (т.е. больших <г>) практически вырождается. По нашим измерениям для образцов мелких фракций максимальное различие ДР+ и ДР" , соответствующее V/ -»0, близко к а/гр, т.е. «пробиванию» газом пористого образца соответствует сферический мениск (ДР+» 2(т/гр), а «захлопыванию» при снижении ш - цилиндрический (ДР"» о/гр). Это свидетельствует о возможности формирования жидких пленок на стенках транспортных пор, занятых газом, и о существенной роли встречной фильтрации жидкости из барботируемого объема по связной системе пор, занятых жидкостью, и по жидким пленкам на стенках транспортных пор.

2.2.3.2. Жидкие пленки на стенках транспортных пор [31,33,61,62].

При распространении парового пузыря по первоначально занятым жидкостью капиллярам каркаса на их стенках остается пленка жидкости толщиной Д/г = 1,31(2ц|л7А1-р"-а)2/3(К/г)4'3, где Я, - радиус влияния, характеризующий эффективную площадь зоны испарения, приходящуюся на один канал выхода пара, г - радиус капилляра, - теплота испарения. Поскольку при «пробивании» газовой фазой покрытия соответствует минимальному радиусу занятых паром пор, на стенках гофрированных транспортных пор с при наличии их жидкой связи с внешней поверхностью покрытия формируются пленки жидкости толщиной т.е. гидравлическое сопротивление этих пор течению газовой фазы определяется гр, что соответствует модели Шклов-ского-Де Жена <54>. Жидкие пленки на стенках, занятых газом пор, вообще говоря, приводят к изменению функции г) для порового пространства, занятого

газовой фазой, уменьшая с1г/скр вблизи порогов протекания. Это приводит к уменьшению дисперсии гр, связанной с конечной толщиной покрытий.

Стационарные жидкие пленки на стенках транспортных пор при кипении могут быть стабилизированы, например, термокапиллярной конвекцией, связанной с наличием поверхностно-инактивных нелетучих или поверхностно-активных летучих примесей обеспечивающих Эст/ЭТ > 0. Гидродинамика и конвективная диффузия примесей в таких пленках на стенках цилиндрических капилляров при встречном течении жидкости и газа рассмотрены в нашей работе [31]. Получены соотношения для зависимостей толщины стационарных жидких пленок и концентрации примесей от координат в теле пленок для двух предельных случаев - протяженных тонких пленок с малым суммарным расходом и коротких - с большим суммарным расходом. Рассмотрены механизмы «обрезания» пленок и получены оценки их предельной длины: для пленок с малым суммарным расходом и для пленок с большим суммар-

ным расходом 1тах и 0,6Л1р'-В(у7у")"2^яК;!, где Б - коэффициент диффузии примесей, из которых следует, что длина пленок при критических тепловых нагрузках превышает характерную длину элементарных пор 10. Полученные решения для пленок различных типов показывают, что при наличии малых концентраций поверхностно-инактивных нелетучих примесей в объеме кипящей жидкости (~ 10-5 г-моль/м для растворов электролитов в воде), степень её обогащения примесями в поровом пространстве вблизи обогреваемой поверхности может достигать весьма высоких значений (~ 103-4), а сами пленки могут существовать вплоть до критических тепловых нагрузок.

Существование таких пленок экспериментально подтверждено в наших опытах по барботажу слабых водных растворов Са8С>4 при Т = Т5 и р = 0,1 МПа перегретым паром (1 « 140-130°С) через пористые структуры (фильтры Шотта) с различной пористостью, грануляцией частиц и толщиной [61]. В опытах измерялись предельные расходы пара, соответствующие "отступлению" пленок от поверхности пористого тела со стороны пара при изменении концентрации

примесей Са8С>4 в объеме барботируемой жидкости. Полученные данные вполне соответствуют теоретическим выводам [31]. Из результатов [31,61] следует, в частности, что по натекающим пленкам рассмотренных типов в пористых отложениях может осуществляться перенос коррозионноопасных примесей и обогащение ими жидкости в поровом пространстве вблизи обогреваемой поверхности. Натекающие пленки могут оказывать существенное влияние и на неравновесные фазовые переходы при кипении. Во-первых, они обеспечивают ликвидацию активных центров парообразования при снижении д, вытесняя газ из активных впадин и заполняя их жидкостью, что приводит к увеличению гистерезиса закипания. Во-вторых, наличие этих пленок приводит к уменьшению неоднородности паросодержания ф по толщине покрытия и в связи с этим к изменению параметров перехода 1-11 и области существования режима П. Прямое

экспериментальное подтверждение этих выводов дают результаты наших опытов с кипением воды и растворов этанол-вода на одних и тех же образцах. В разбавленных растворах этанол-вода (За/5Т)Р > 0, что обеспечивает существование пленок жидкости, натекающих по стенкам капилляров в направлении УГ, т.е. в зону испарения. Из опытных данных, приведенных на рис. 19 видно, что результатом наличия таких пленок является исчезновение резкого перехода 1-11

(«размазка» его на конечный интервал д и б) и существенное возрастание гистерезиса закипания.

2.2.3.3. Процессы роста и отрыва пузырей [32,33,34].

При наличии пористых покрытий начало кипения определяется не одним, а двумя характерными размерами - радиусом горл активных впадин на обогреваемой поверхности га и минимальным радиусом занятых паром пор при "про-

64

бивании" им покрытия, т.е. перколяционным радиусом гр, определяемым уравнением (49). Меньшим из них определяется начальный перегрев жидкости на обогреваемой поверхности, соответствующий выходу пара на внешнюю границу покрытия

9НК = 2Т5 о со50/Д1р" г, (53)

где - угол смачивания скелета структуры жидкостью. Поскольку га определяется диаметром глобул, контактирующих с подложкой, как правило , т.е. при отсутствии гистерезиса закипания определяется гр. На рис. 20 представлено сравнение рассчи-

танного по (53) при

с

опытными данными для различных типов покрытий и толщин И. Поскольку га и гр обычно существенно больше, чем га° на гладких поверхностях, оказывается существенно меньше для гладких поверхностей.

В точках начала кипения при в поровом пространстве покрытия

формируются кластеры занятых паром пор, выходящие на внешнюю границу покрытия (критические кластеры), которые в силу конечности И при Яс > И не связаны по поровому пространству, занятому паром. После выхода на внешнюю поверхность покрытия паровой пузырек растет за счет пара, поступающего в него от зоны испарения по системе транспортных пор (каркасу). При наличии жидкой связи стенок канала выхода пара с поверхностью, после того, как растущий пузырь достигнет размера возникает перепад капилляр-

ных давлении между жидкостью над покрытием и пленкой на стенках канала, вызывающий её неустойчивость (смыкание), отрыв пузыря от "ножки" и его всплытие. Таким образом, в области низких q при кипении в режиме I отрывные диаметры пузырей Dd близки к Dj « 4гр. В интервале исследованных давлений вне зависимости от режимов кипения, давления и толщины покрытия отрывные диаметры определяются перколяционным радиусом и объемным расходом газа G через устье каркаса, и опытные данные соответствуют закону (Dd - Dd') = const-G03"04, где Dd' » 4rp, const ~ g"02, т.е. механизм отрыва пузырей в режимах I и II одинаков и определяется балансом капиллярных и гидродинамических (в т.ч. подъемных) сил. Результаты наших измерений Dd при кипении в режимах I и II представлены на рис. 21, 22.

По опытным данным об отрывных диаметрах Dd и частотах отрыва ^ пузырей для конкретных центров выхода пара из покрытия можно определить эффективный размер зоны испарения - радиус влияния R, , соответствующий расходу пара через единичный каркас транспортных пор при заданном q. Эти данные приведены на рис. 23.

В режиме I наблюдается автомодельность R, от q и Р, во всем интервале тепловых нагрузок R, « h, что вполне естественно для изотропных

глобулярных покрытий. Измеренная в этих же опытах плотность

действующих центров выхода пара на внешней границе покрытия быстро возрастает с ростом q. Поскольку для достаточно толстых покрытий при развитом кипении в режиме I характерное расстояние между каркасами транспортных пор d равно корреля-ционнойдлине

где - амплитуда, v - универсальный скейлинговый показатель,

доля теплового потока, отводимого через устья каркасов от обогреваемой поверхности под покрытием за счет испарения составляет

определяется геометрией расположения устьев на внешней поверхности покрытия. По нашим измерениям для воды составляет от 0,6 до 0,9 для образцов различных типов уже при (Я ~ Чик) ~ (0,2-H),3)-(q*-q„ к) [32]. В этой же области q заканчивается формирование "популяции" действующих центров выхода пара и реализуется развитое кипение в режиме I.

С ростом q и ср уменьшается Rc и в области 1о < Rc ~ 2h граница раздела газовой и жидкостной зон порового пространства становится фронтальной, т.е.

'«-?„.„ "»«.к.

Рис. 23. Радиус влияния искусственного центра парообразования диаметром 0.3-0.4 мм в зависимости от тепловой нагрузки при кипении дистиллированной воды на поверхностях со спеченными пористыми покрытиями (200... + 100 мкм)- 1 - Ь= 1.5 мм, Р = 0 1 МПа;2-Ь = 1.5 мм, Р = 3.1 МПа; 3 - Ь = 0.7 мм, Р = 0.1 МПа

возникает связность занятых паром пор в масштабах всей системы и осуществляется переход ко второму пузырьковому режиму кипения.

Результаты наших измерений в пузырьковых режимах показы-

вают, что при переходе 1-11 при постоянном Я = Я* симметрия системы (распределение фаз в теле покрытия и центров выхода пара на поверхности), а также характеристики элементарных процессов изменяются скачком. Эти эффекты, как и изменение законов теплообмена при переходе 1-11 вызваны возникновением связности порового пространства, занятого паром в масштабах всей системы при достижении соответствующих порогов протекания.

2.2.4. Каскадное протекание в пористых покрытиях при кипении [3034,35,59,62].

Гипотеза о существенной роли процессов каскадного протекания в под-решетках порового пространства покрытий конечной толщины при кипении, высказанная в наших работах, позволяет в рамках простой модели дать адекватную интерпретацию особенностям тепловых процессов в окрестности неравновесных фазовых переходов, наблюдаемым экспериментально, и оценить параметры точек переходов при известных характеристиках покрытия.

При кипении на поверхностях с пористыми покрытиями конечной толщины И > Ь, в режиме I паросодержание неоднородно по толщине. Критические кластеры могут оставаться изолированными при возрастании я вплоть до достижения в области пористого покрытия, прилегающей к обогреваемой поверхности, паросодержания ф = срс , которое соответствует порогу протекания в по-ровом пространстве, остающемся после исключения из порового пространства покрытия пор, занятых газом при пробивании покрытия, т.е. в подрешетке пор, эквивалентной полученной из базовой (исходной) путём её рандомизации с параметром рандомизации Порог протекания в ней соответствует Фс =<РсО-фс)'1, гДе фс - порог протекания в базовой решетке. При достижении

в этой части покрытия возникает бесконечный в тангенциальных направлениях к обогреваемой поверхности кластер занятых паром пор, в силу

теоремы единственности объединяющий изолированные критические кластеры. Их каркасы взаимно шунтируются. В результате симетрия распределения фаз в покрытии, гидравлическое сопротивление фильтрации газовой фазы и тепловое сопротивление покрытия изменяются скачком, т.е. происходит неравновесный фазовый переход от режима I к режиму П. Радиус кривизны гр и перегрев границы раздела жидкость-пар в теле покрытия 01 при переходе 1-11 можно вычислить по соотношениям (49), (53), где вместо (рс и гр стоят <рС| и гр|. Перегрев подложки может быть найден из соотношения 9* = 9] + где Б - диа-

метр глобул, - теплопроводность покрытия, если принять естественное допущение о том, что в режиме I среднее удаление мениска от обогреваемой поверхности соответствует ближайшим к ней горлам пор, т.е. близко к Б/4. Оценки 0* по этим соотношениям хорошо соответствуют результатам наших опытов. В части порового пространства, оставшейся занятой жидкостью, с дальнейшим ростом возможны перколяционные переходы более высоких порядков, но они не приводят к изменениям связности порового пространства, занятого фазами, и к неравновесным фазовым переходам в системе. Переходы высших порядков сопровождаются существенно меньшими скачками гидравлического сопротивления фильтрации газовой фазы и теплового сопротивления покрытия, т.к. каркасы критических кластеров уже взаимно шунтированы, а вновь возникающие транспортные поры соответствуют меньшим гр т.е. обладают большим гидравлическим сопротивлением. Поскольку параметром рандомизации при ьтом переходе является срнсн» Д" порогов протекания и параметров подрешеток получаем простые соотношения

и для глобулярных структур в модели пересекающихся цилиндрических пор <53>

Число возможных скачков гидравлического сопротивления фильтрации пара и теплового сопротивления покрытия m при увеличении ф ограничивается достижением паросодержания ф| = 1 - фс, соответствующего разрыву связности по поровому пространству, занятому жидкостью:

или с учётом (51)

m<4Z(Z-3)/(2Z-3). (59)

Достижение ф = ф) соответствует новому неравновесному фазовому переходу -кризису кипения, т.е. полному осушению покрытия, вызванному исчезновением связности пространства, занятого жидкостью, и сопровождается резким возрастанием 0W. В решетках с Z ~ 8-г 10 число возможных скачков 0 при переходах в области ф > фс не превышает 4-5, в решетках же с Z ~ 5 уже второй, а с Z < 4 -первый переходы приводят к потере связности жидкой фазы и осушению пористой структуры покрытия. Скачки электрического сопротивления конечного диэлектрического пористого образца при заполнении его ртутью в процессе ртутной порометрии были экспериментально обнаружены в прецезионных опытах <57>. В наших опытах скачки теплового сопротивления пористых покрытий при q = const и ф > <рс наблюдались на термограммах развития перехода

I-II и кризиса кипения, причем их число соответствует оценкам по (58,59) (рис. 24). В то же время в опытах с напыленными покрытиями с пористостью Е ~ 50% и Z-5 термограммы развития кризиса не имеют скачков 9(т) [30], что также согласуется с оценкой m по (59). При основном допущении о подобии нормированных инте-

70

Рис. 24. Термограммы развития кризиса кипения (нихром, спекание, Б = 80 мкм, Ь = 0 5 мм, вода, Р = 0.1 МПа)

гральных функций распределения F(г) для базовой решетки и подрешеток с использованием (49-51,55) по данным о F(г) для базовой решетки могут быть вычислены характерные радиусы кривизны границ раздела фаз, капиллярные перепады давлений и скачки температуры границы раздела фаз Д0, в точках пер-коляционных переходов различных порядков:

Оценки величины скачков 0 по (60) для условий наших опытов показывают, что при переходах высших порядков изменения 0 невелики (менее 10%) и возрастают при в связи с уменьшением в полном согласии с (58,59). Скачки температуры обогреваемой поверхности 0„ при переходах Ш в опытах с низкотеплопроводными покрытиями определяются главным образом изменением положения зоны испарения в теле покрытия. При переходах более высоких порядков, близких к i - m, величина Д0, возрастает, но одновременно существенно уменьшается 1, по сравнению с 10 и 1Ь что приводит к уменьшению скачков и характерных времен релаксации с увеличением порядка перколя-ционного перехода.

В условиях кипения на поверхностях с пористыми покрытиями характер изменения симметрии распределения фаз в теле покрытия при неравновесных фазовых переходах определяется неоднородностью ф в направлении у, нормальном к обогреваемой поверхности, возрастающей при увеличении q. При больших характерных для низкотеплопроводных покрытий,

где Фс « фс2(1 - фс)'' (Ь-20)"' = 9 [2(Ъ-2ВЩ2г-3)]"', вблизи обогреваемой поверхности достигается при паросодержании вблизи внешней границы

покрытия В результате при постоянной тепловой нагрузке в части по-

крытия вблизи обогреваемой поверхности возникает каскадное протекание газа в тангенциальном направлении, зоны испарения каркасов объединяются, образуя паровую пленку толщиной изолирующую зону испарения от

обогреваемой поверхности, т.е. происходит переход Ш. Условиями реализации

71

переходов 1-Й и наличия двух режимов пузырькового кипения в соответствии с (59,61) являются достаточная толщина покрытия ф > 2D), большое координационное число решетки пор и низкая теплопроводность скелета, обеспечивающая наличие в теле покрытия (по нашим оценкам это покрытия с X < Хс « 10 Вт/мК). В этой связи на поверхностях с высокотеплопроводными покрытиями относительно небольшой толщины, покрытиях с низкими Z или при наличии примесей и других факторов, обеспечивающих уменьшение неоднородности ф(у), переход ЬП вырождается (см. рис. 19). Существует большое количество опытных данных, качественно согласующихся с этими выводами (см. обзоры <46-48,58>).

2.2.5. Особенности тепловых процессов при переходах между первым и вторым пузырьковыми режимами кипения [24-30,59-64,70].

Неравновесные фазовые переходы между первым и вторым режимами пузырькового кипения впервые обнаружены в наших опытах с водой [24-26] и детально изучены в последующих экспериментах с Н2О, жНе, жИ2 и растворами С2Н5ОН-Н2О при кипении на поверхностях с низкотеплопроводными пористыми покрытиями различных типов. Существенная неоднородность по толщине покрытия и малая (по сравнению с протяженность зоны испарения в нормальном к обогреваемой поверхности направлении приводят к тому, что процессы протекания фаз в теле покрытий определяют основные, общие для разных веществ, особенности тепловых процессов в области переходов 1-И: резкое возрастание времен релаксации 9„ при изменении q (критическое замедление), гистерезисы теплообмена и наличие «памяти» системы, автоволновой характер смены режимов. Типичная экспериментатальная термограмма перехода ЬП при q = q* для двух термопар, расположенных по оси образца на расстоянии 10 мм в опытах с водой представлена на рис. 25, из которого видно, что характерные времена тепловой релаксации вблизи точек перехода могут достигать нескольких часов, а скорость распространения паровой пленки в теле

покрытия составляет v ~ 10"4 см/сек. Данные рис. 25 получены на образцах с

72

тонкими нихромовыми подложками, для которых перенос тепла по подложке несущественен и тт определяется про-цесссами фильтрации жидкости в рандомизированной решетке первого порядка под действием капиллярной разности давлений на расстояния порядка корреля-циионной длины Поскольку вблизи точек переходов 1-11 время релаксации неограниченно

возрастает как тт ~ | 0*-0 | 2у В реальных условиях наших экспериментов характерным размером является ширина образца и для тт и V получаем оценку что вполне согласуется с опытом Возрастание вблизи

перехода 1-И приводит к существенным различиям кривых кипения, получаемых в опытах с различными темпами непрерывного изменения тепловой нагрузки (рис 26), причем с увеличением темпа возрастания я коэффициент теплоотдачи в области перехода 1-И увеличивается по сравнению с стационарными условиями,

i интервал q.

Геометрический характер переходов I-II проявляется в обнаруженном нами своеобразном эффекте «памяти» системы вблизи точек перехода: если процесс перехода I-II при q = q*= const прерывается до достижения нового стационарного состояния путем снижения q, система не возвращается в режим I, a «запоминает» исходную точку (т.е. усредненную толщину пленки пара в теле покрытия) и реализуется режим II, исходящий из этой точки с меньшей толщиной паровой пленки в теле покрытия, чем при полностью завершившемся переходе I-II (рис. 27). Этот эффект означает, что режим II при заданных более устойчив, чем режим I, поскольку гидравлическое со-

противление фильтрации пара в режиме II меньше, чем в режиме I. Прямые измерения гидравлического сопротивления при двухфазной фильтрации через образцы-свидетели подтверждают это соображение [62].

В экспериментах с кипением жидкого гелия на массивных медных подложках с пористыми покрытиями гистерезис теплообмена при переходах I-II практически вырождался (т.е. q* » q**) и характерные времена тепловой релаксации оказались существенно меньшими, чем в опытах с водой и азотом [28,29], что связано с уменьшением неоднородности 9 и (р за счет переноса тепла по подложке. Вместе с тем, данные [28,29] показывают, что переходы I-II реализуются при независимо от типа подложки.

Области существования режимов I и II, т.е. значения q* , q**, 9*, 9** определяются характеристиками покрытия, физико-химическими свойствами

74

а сам переход «размывается» на

Рис. 27. Гистерезис и эффект памяти при переходе 1-П (вода, Р = 0.1 МПа, поверхность с напыленным пористым покрытием в = 0.5-0.6, Ь = 1.4 мм): 1 - переход при ц* = 2.3x105 Вт/м2 по достижении стационарного состояния в режиме II (те > 3 ч); 2 - при недостаточном времени выжидания (те = 1 ч); 3 - переход при qs2q* при достижении стационарного режима II (те~0.5ч) Светлые точки - режим I, темные - режим II

жидкости и внешними воздействиями, изменяющими гидродинамику фаз на внешней границе покрытия и значения ф в поровом пространстве. Поскольку характерные размеры исследованных нами покрытий много меньше капиллярной постоянной, изменение ориентации образца в поле тяжести приводит к изменениям параметров характерных точек кривой кипения и законов теплообмена главным образом за счет изменения условий отрыва пузырей на внешней границе покрытия. Особенно ярко это проявляется при кипении жидкого гелия. Сравнительный анализ данных о кипении Н20, 5kN2 и жНе показывает, что с увеличением поверхностного натяжения устойчивость режима II в области q<q* возрастает. Изменение давления Р в жидкости приводит к изменению капиллярных свойств, соотношения характерных размеров покрытия и размеров критических пузырьков и, в конечном итоге, к изменениям параметра порядка ф. Наши измерения показывают, что с возрастанием давления q* увеличивается. В режиме II с ростом Р уменьшаются (р и S и возрастает q**. В специальных опытах с водой при увеличении Р в условиях q = const мы наблюдали спонтанный переход от режима II к режиму I при достижении предельных характерных для данного типа покрытия. 2.2.6. Кризис кипения [30,34-39,63-65].

По результатам наших экспериментов на поверхностях с нетеплопроводными пористыми покрытиями кризис кипения - полное осушение покрытия -возникает в результате каскадного протекания пара в поровом пространстве покрытия, занятом в режиме II жидкой фазой, при достижении в этой части покрытия порогового паросодержания . Это переход в такой же рандомизированной решетке, как и переход I-II, с той только разницей, что он осуществляется в части покрытия, расположенной вблизи внешней границы. В соответствии с (50) для достаточно толстых покрытий незначительно отличается от

<рм . Как и в случае перехода I-II при кризисе наблюдается существенное возрастание времен релаксации (критическое замедление), однако, поскольку в этом случае характерные масштабы перемещения границы раздела фаз в теле

покрытия в h/(h-5) раз меньше, чем при переходе 1-Й, характерные времена релаксации при кризисе меньше, чем при переходе 1-Й. Скорость распространения автоволны осушения покрытия по данным наших опытов составляет ]0"3-И0"2 см/с. В специальных опытах нами исследована тепловая устойчивость системы при q < qC| по отношению к возмущениям паросодержания в теле покрытий. В покрытии создавались осушенные зоны различного размера А путем локальной изоляции внешней границы покрытия, и изучалась скорость распространения зоны осушения в зависимости от степени близости q к q° (h) для невозмущенной системы. Опыты показали, что для каждого размера А существует по достижении которого развивается кризис теплообмена, связанный с полным осушением покрытия. Экстраполяцией данных о Ac(qC| ) к (h) определены характерный масштаб осушенной зоны возникновение которой вызывает полное осушение покрытия и кризис теплообмена. Для исследованных покрытий Дс оказалось на порядок меньше критической длины волны неустойчивости при гидродинамическом кризисе кипения, определенной в модели Зубера-Кутателадзе, и близко к удвоенному характерному размеру элементарной ячейки покрытия, Приходящейся на один канал выхода пара на внешней границе покрытия, т.е. Ас а 4 R,(qC] ).

Опытные данные об изменении критических тепловых нагрузок в зависимости от А (рис. 28) хорошо соответствуют соотношению А¡¡t = АД^ где

Д.= (А - Дс)/Дс; Aq= [q° (h) - qc,(h,A)]/q° (h); Дс = Bh; А = 0,122; В = 2,585;

ß = 0,5. Зависимость qc (h) экспериментально изучена в наших опытах с водой, LN2 и LHe. В области малых критический тепловой поток возрас-

тает с ростом h, проходит через максимум при и уменьшается с

дальнейшим ростом h (рис. 29). В области максимума qc (h) могут превышать значения qC) для гладких поверхностей в 1,5-3 раза Результаты наших исследований элементарных процессов и данные, приведенные выше, указывают на

76

неадекватность гидродинамических моделей кризиса кипения, основанных на анализе гидродинамической устойчивости двухфазного погранслоя на внешней границе покрытия, при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями.

Наши измерения показывают, что в этом случае кризис происходит в результате потери устойчивости стационарного распределения фаз в поровом пространстве покрытий при пороговых значениях ф и реализуется как геометрический перколяционный неравновесный фазовый переход. Переход от пленочного режима кипения к пузырьковому (второй кризис кипения) на поверхностях с пористыми покрытиями инициируется потерей устойчивости пленки пара над внешней границей покрытия вполне аналогично кипению на гладких или мик-рооребренных поверхностях. Вместе с тем механизм повторного смачивания пористого покрытия при ц = существенно отличен и полностью определяется перколяционными эффектами, поскольку проникновение жидкости в тело покрытия становится возможным только по достижении порога протекания по системе пор, занятых жидкостью в теле покрытия, т.е. при паросодержании (р < 1 - (рс. Характерный минимальный радиус занятых паром пор г,! при этом

77

равен тому, который соответствует последнему скачку перегрева стенки на термограммах развития первого кризиса кипения. Поэтому оказывается близким к 6С|. Небольшое различие 0№ при первом и втором кризисе в опытах на воде лежит в пределах различий '0„,, определяемых различием толщин пленок пара 5 в режиме пузырькового кипения II. По тем же причинам qC2 при наличии пористых покрытий лежит в интервале qCl > qC2 > q*, оказывается близким к q* и значительно превосходит qC2 при кипении на гладких поверхностях.

2.2.7. Общая природа неравновесных фазовых переходов при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями [30,63].

Результаты наших исследований показывают, что все неравновесные фазовые переходы при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями (начало кипения, переход I—II, кризис кипения) являются перколяционными и происходят при достижении в поровом пространстве покрытий паросодержаний, соответствующих порогам протекания в базовой или рандомизированной решетках порового пространства, причем параметром рандомизации является (рс. Этим переходам соответствуют характерные значения ф и радиусов границы раздела фаз в теле покрытий: - при закипании, - при переходе Ш, Фс, ® фС| игс- при кризисе кипения. При известных из опытов характеристиках порового пространства покрытия F(г) и Ъ соответствующие пороговые и г могут быть рассчитаны на основе гипотезы каскадного протекания (ГКП). С другой стороны, характерные г могут быть определены на основе опытных данных о кипении и фильтрации, а соответствующие им ф - из экспериментальных кривых F(г). Результаты этих расчетов, представленные в табл. 2, показывают удовлетворительное соответствие параметров, определенных тем и другим методом. Это свидетельствует о соответствии модели каскадного протекания совокупности экспериментальных данных о характеристиках покрытий, теплообмене при кипении и двухфазной фильтрации.

Таблица'>

Радиусы кривизны границы раздела фаз и паросодержание в точках неравновесных фазовых переходов (нихром, спекание, е=0,4-г0,5, г = 6)

Размер частиц (фракция), мкм -200.. +100 -315...+200 -450...+315

Метод определения гиф ГКП, Р(г) Эксп., РСг) ГКП, Р(г) Эксп., Р(г) ГКП, Р(г) Эксп., Р(г)

Гр, 21 21 36 34,5 52 50

гр,' 14 14-16 30,5 29-32 45 43-47

Гс, ~ 13 12-14 -28 26-30 -50 48-50,5

Фс 0,25 0,25 0,25 0,26 0,25 0,26

Фс, 0,33 0,30-0,34 0,33 0,31-0,37 0,33 0,30-0,37

Фс, -0,4 0,34-0,50 -0,39 0,35-0,50 -0,34 0,25-0,35

2.2.8. Асимптотические закономерности теплообмена при пузырьковом кипении [30,36,60-63].

Пузырьковые режимы кипения на поверхностях с нетеплопроводными пористыми покрытиями реализуются в значительно более широком интервале чем на гладких (например, при И ~ 0,5 мм для воды при Р = 0,1 МПа режимам I и II соответствуют от 1 до 400 К). Для достаточно толстых нетеплопроводных покрытий с » 1 лимитирующим фактором тепломассопереноса при кипении являются процессы фильтрации газовой фазы от зоны испарения сквозь покрытие, и уместен анализ процессов на основе перколяционной модели. После пробивания покрытия газовой фазой в устье канала для выхода пара (каркаса) формируется цилиндрический мениск и перепад давления по каркасу составляет

ДР = ссобО (1 + 29)/гр, (62)

где - безразмерный перегрев границы раздела фаз в зоне испа-

рения. С увеличением тепловой нагрузки (т.е. с ростом 9 и ф) число каркасов изолированных кластеров занятых паром пор, выходящих на единицу видимой

поверхности покрытия, возрастает как

79

N = Ы0 [(ф - фс)/фс]р+№ = Ы0 Эмь _ Эм > (63)

где (3 и рь - универсальные критические индексы массы критических кластеров и их каркасов (Р а 0,41, Рь = 0,99 для трехмерных систем). Поскольку в первом пузырьковом режиме Яе > И, среда, занимаемая газовой фазой, в теле покрытия не является однородной, каркасы критических кластеров самоподобны и имеют фрактальную размерность А® = А - Рь/у а 1,81-5-1,87. Средняя длина фильтрации по каркасу составляет Ь = 10(11/10)А^, где 10 - средняя длина элементарной поры, которая для глобулярных покрытий может быть оценена на основе гипотезы Уилера как 10 8 - 2)- 2 /6 <53>. Для покрытий, использованных в наших опытах 10»О» Ьэ. Принимая во внимание установленную в наших опытах ав-томодельность и считая течение газа в порах пуазейлевским, получаем для теплового потока, уносимого от обогреваемой поверхности за счет испарения в режиме I, асимптотический закон

Яе, = Ы0-Ф,-Ф231!+|5ь(1+2д), (64)

где - функция свойств теплоносителя,

Ф2 = ЛГр (Гр/10)-(Ь/10)"Аг - функция характеристик покрытия, Р+Рь = 1,4. Анализ опубликованных данных и наших результатов показывает, что для ряда практических применений закон (64) с хорошей точностью может быть записан как [30,36]

(о п V'4

(65)

где я*у и 0* соответствуют началу перехода 1-11. Формула (65) аппроксимирует опубликованные опытные данные по кипению в режиме I для воды, фреона 113, жидких углеводородов, азота, спирта <46,47,59-68> и наши данные для Н20, ЬЫ2 и ЬНе с погрешностью, не превышающей 20% [36].

Как показывает анализ наших опытных данных для различных толщин покрытий и грануляции частиц, функция верно отражает зависимость коэффициентов теплоотдачи при кипении в режиме I от характеристик покрытий

[36], а также зависимость q* от толщины покрытий при h/l0 » 1. Практически идеальное соответствие теоретических и экспериментальных значений критического индекса ß+ßb = 1,4 наблюдается при кипении гелия [28,29], что вполне естественно в связи с отсутствием примесей и других искажающих факторов (см. рис. 30). Тем не менее, в ряде наших опытов с тонкими покрытиями при Э « 1 при кипении Н20 и LN2 наблюдается отклонение от «закона 1,4»: в узкой окрестности оказыва-ется значительно более резким и соот-

, затем при «больших» S кривая кипения выходит на «закон 1,4». Этот эффект определяется малой толщиной покрытий, сравнимой с размерами конечных кластеров занятых газом пор в окрестности порога протекания, что обеспечивает более резкое (почти скачкообразное) возрастание числа выходов пара на внешней границе покрытия в узкой окрестности фс- С дальнейшим возрастанием размеры

конечных кластеров и их число уменьшаются за счет включения их в критические, и закон фильтрации выходит на промежуточную асимптотику (рис. 18), а закон теплообмена - на «закон 1,4».

Асимптотические закономерности (64,65) справедливы для низкотеплопроводных покрытий при Гр/D < 1 и h/D » 1. С уменьшением h/D (увеличением Гр/D) коэффициент теплоотдачи увеличивается, проходит через максимум при (h/D) ~ 2-тЗ и при h —> Lj уменьшается [36] в полном соответствии с (64). При (h/D) < 2 перехода ко второму пузырьковому режиму не происходит и законо-

ветствует показателю степени меньше 1

г/г*

-V

"4г /л

XYftA ч/W » I F в/в'

Рис. 30 Асимптотический закон теплообмена при в пузырьковом режиме I при кипении жидкого гелия на пористых поверхностях: кресты - СиО; треугольники - 12 мкм СиО+О.2 мкм Си; кружки -Ъл, незакрашенные 5 = 25 мкм, закрашенные 5 = 50 мкм; заштрихованная область - данные для воды; линия - асимптотический закон 1.4

мерности теплообмена качественно соответствуют кипению на активированных поверхностях с микрооребрением.

Во втором пузырьковом режиме кипения тепловое сопротивление покрытия практически целиком определяется толщиной пленки пара, стабилизированной в теле покрытия вблизи обогреваемой поверхности, и во всем интервале его существования от вплоть до кризиса кипения реализуется ли-

нейный закон теплообмена q ~ 6, т.е. толщина паровой пленки 8 остается практически постоянной. Анализ результатов наших измерений для воды, жидких азота и гелия на поверхностях с покрытиями различных типов и толщин показывает, что § в режиме II составляет (1-фс) Ь > 5 > (рс И. В зоне покрытия, занятой газовой фазой, для исследованных покрытий число Релея-Дарси

среды, мало, перенос тепла от обогреваемой поверхности к зоне испарения осуществляется теплопроводностью, и с ростом И при заданном д коэффициент теплоотдачи практически линейно по И уменьшается.

Исключение составляет жидкий гелий, для которого 11а > Яакр, и с ростом И коэффициент теплоотдачи возрастает в связи с возрастанием переноса тепла к зоне испарения конвекцией [28]. Малые значения вязкости и поверхностного натяжения гелия приводят к ряду других характерных особенностей кривых кипения: высоким значениям Я*, близким к критическим тепловым потокам на поверхностях без покрытий или превышающим их, высоким значениям

а также к большим значениям превышающим более чем на порядок. Гистерезисные явления при кипении гелия на пористых поверхностях также отличаются от таковых при кипении воды или азота: гистерезис закипания и гистерезис теплообмена при переходах 1-11 практически отсутствуют, но ярко выражены эффекты, определяемые капиллярным гистерезисом и процессами термической релаксации в подложке - гистерезис теплооб-

эффективная температуропроводность

мена при переходе от пленочного кипения к режиму I и заметный гистерезис теплообмена в режиме I при росте и снижении q [28,29].

2.2.9. Особенности неравновесных фазовых переходов при двухфазных течениях в парогенерирующих каналах с пористыми покрытиями [37-41,66,67,71,72].

При двухфазных течениях в парогенерирующих каналах основные характеристики неравновесных фазовых переходов - скачкообразных изменений режимов течений и теплообмена - определяются начальными и граничными условиями: параметрами потока на входе в канал и условиями на стенках канала. В дисперсно-кольцевых потоках пористые покрытия на стенках канала существенно изменяют гидродинамику пленок жидкости и механизмы фазового обмена и приводят к ряду нетривиальных особенностей тепловых процессов в окрестности кризисов теплообмена. Экспериментальные исследования этих эффектов выполнены нами для подъемных двухфазных течений в вертикальных трубах с пористым покрытием внутренних стенок и в кольцевых каналах с пористым покрытием на стенке внутреннего цилиндра. Опыты проводились на стенде ВТИ (вертикальные трубы 0 8 мм, длиной 1 м) и стенде СВД в РНЦ «Курчатовский институт» (кольцевые каналы 13,5-н22 мм, длиной 1 м).

Пористые покрытия приводят к возрастанию гидравлического сопротивления при однофазных и двухфазных течениях в каналах. Результаты наших измерений показывают, что в однофазных адиабатных потоках в трубах коэффициент трения в области квадратичного закона гидравлического сопротивления соответствует значениям эффективной песочной шероховатости кэфф = 2^ т.е. существенно превышает кэфф, рассчитанные с использованием масштабов, характеризующих само покрытие - гр, D или ^ Это указывает на то, что градиент давления вдоль оси трубы вызывает циркуляционные течения в поровом пространстве покрытия с характерными размерами ~ h и формирование микроструй и вихрей на внешней его границе с характерными масштабами ~ ^ Относительное же гидравлическое сопротивление двухфазных потоков в тех же трубах оказывается существенно (в 2-3 раза) меньше, чем в гладких в связи с тем,

83

что характерные отрывные размеры пузырей Э ~ 4гр значительно меньше Ь С увеличением относительной энтальпии потока (паросодержания х) это различие возрастает, что вполне естественно. Эти эффекты приводят к повышению гидродинамической устойчивости пленок жидкости на стенках канала с пористыми покрытиями. Как показывают результаты наших опытов, механизмы фазового обмена между ядром потока и пристенной областью при наличии пористых покрытий существенно изменяются. В области малых паросодержаний х « хф и расходов pw возрастает пузырьковый унос жидкости из пристенной пленки и уменьшаются критические тепловые нагрузки по сравнению с каналами с гладкими стенками.

В области высоких возрастает орошение стенок кап-

лями, повышается устойчивость пленок жидкости на стенках канала и значительно возрастают критические тепловые нагрузки по сравнению с каналами с гладкими стенками (рис. 31). Этот эффект, впервые обнаруженный в наших работах [67,41], определяется соотношением толщины жидкой пленки на внешней границе покрытия (Д - Ь) и

4г„.

отрывных размеров пузырей При (Д - Ь) » 4гр - малые х и pw -увеличение пузырькового уноса приводит к уменьшению При

- большие х и - пузырь выходит на границу пленки не оторвавшись от покрытия, и в результате его схлопывания

генерируются высокоскоростные

(прострельные) капли с размерами ~гр и скоростями которые интенсивно орошают противоположную

стенку канала. В результате такого взаимного орошения стенки канала остают-

4.4 -

4.0 - ----1

3.6 - \ «2 о

и - ч ч

и - \

2.4 - ч в ч

1.0 - //г

14 - // /\ /

и - // / /

08 - / / / /<

0.4 - / / / '

0 / £ ^ ( 1 ** Г> ~ - .. ь _ - .. I

2 0 0.2 а4 о.б ав 1.о

Рис. 31. Влияние хт на ¡/кр(хкр) для

труб с пористым покрытием. Р = 6.9

МПа, р№= 1500 кг/м с; сплошные ли-

НИИ 1 - расчетные значения

<?кр(*кР) для трубы с гладкими стенка-

ми, 2 - х,% 3 - х,ых в точках кризиса

ся смоченными практически до почти полного испарения жидкости, т.е. при

х > х,р , резкого роста температуры стенки с увеличением д при ц > qc и х = хф не происходит вплоть до х ~ 1. Характерно, что в опытах с кольцевыми каналами с пористым покрытием на одной внутренней стенке механизм взаимного орошения стенок каплями менее эффективен и заметного увеличения д не наблюдалось. Как в трубах, так и в кольцевых каналах пористые покрытия приводят к возрастанию времени развития кризиса в полной аналогии с таковыми процессами при кипении в большом объеме (рис. 32).

В опытах В.И. Борзенко и автора [37,39,66,71] впервые детально изучены процессы генерации прострельных капель при кипении пленок воды на поверхностях с пористыми покрытиями различной толщины И и на гладких поверхностях. Опыты проведены в интервале давлений 0,1-0,4 МПа и тепловых нагрузок 20-1300 кВт/м2. По нашим данным скорость генерируемых на пористых покрытиях капель деры - 100-140 мкм, т.е. ~ (3-ь4) гр. В то же время с возрастанием д наблюдалось увеличение капельного потока и доли мелких и быстрых капель. Во всех случаях поток капель от поверхности с пористым покрытием в 1,5-2 раза превышает таковой от гладкой поверхности при прочих равных условиях. Исследования сравнительной эффективности «захвата» капель, падающих на нагретую поверхность, при наличии на ней пористого покрытия и в его отсутствие показали, что пористые покрытия обеспечивают увеличение коэффициента теплоотдачи от нагретой поверхности при ее орошении потоком капель в 1,5-3 раза в зависимости от толщины покрытия. Таким образом, механизм взаимного орошения стенок каналов с пористыми покры-

■с

«00 •

550 6

500

450 г 1

406 > Л 1

НО 1 1

300 1 ■*»■« > 1 1

20 «0 100 400440 МО 940 12001,'

Рис. 32. Термограмма развития кризиса и

изменения Г^х) в закризисной области.

Р = 11 .8 МПа, 2000 кг/м2 с,

■*ВХ — " 0.14; 1 - о = 1.20 МВт/м2,

1.255 МВт/м , х.ых = 0.25,

3-Ч = 1.267 МВт/м2, Хвых = 0.26,

4-? = 1.292 МВт/м2, 5 - д- 1.322 МВт/м2,

0.27,6 - <у = 1.360 МВт/м2,

0.28

составляла (1-гб) м/сек, их средние

тиями является весьма эффективным и способен обеспечить увеличение теплоотдачи и бескризисную работу парогенератора вплоть до х ~ 1.

2.3. Исследование и разработка новых методов интенсификации тепловых процессов при фазовых превращениях и повышения тепловой устойчивости элементов энерготехнологического оборудования [36-38,40-45,68-78].

Как показали наши исследования, представленные в п.п. 2.1 и 2.2, при использовании внешних воздействий на систему появляются нетривиальные возможности интенсификации тепловых процессов при фазовых превращениях и повышения тепловой устойчивости режимов тепломассопереноса. Ниже кратко суммируются результаты наших экспериментальных исследований методов, связанных с модификацией (активацией) теплообменных поверхностей путем нанесения на них различных покрытий, характеристики которых оптимизированы в соответствии с решаемыми задачами.

2.3.1. Тепловая стабилизация энергетического и технологического оборудования [75,67,69,71,37-41]

В наших работах на основе представленных в и. 2.2 результатов фундаментальных исследований предложен и экспериментально обоснован метод тепловой стабилизации и обеспечения бескризисного режима работы энергетического и технологического оборудования путем нанесения оптимизированных пористых покрытий на парогенерирующие поверхности, соответствующие х > Хрр, т.е. в выходной части парогенерирующих каналов. Оптимизация характеристик покрытий в зависимости от режимов работы осуществляется на основе приведенных в п. 2.2 соотношений для отрывных размеров пузырей, опытных данных о зависимости и оценок скоростей и опытных данных о потоках

прострельных капель. Экспериментальное подтверждение эффективности этого метода получено в опытах с трубами 08 мм и длиной ~ 1 м, в выходной части которых на длине 40 см на внутреннюю стенку нанесено оптимизированное пористое покрытие. В этих опытах кризис теплообмена и рост Т, реализовы-

вались не в выходной части, а в конце гладкого участка. В посткризисной зоне

канала на участке с пористым покрытием температура стенки сохраняла низкие значения, близкие к за счет

эффективного взаимного

орошения стенок прострель-ными каплями (рис. 33).

В работах [69-72] рассмотрены механизмы смачивания стенок при расслоенных течениях в горизонтальных каналах с пористыми покрытиями и показана перспективность использования пористых покрытий для обеспечения термической однородности стенок парогенерирующих труб солнечных электростанций с параболоцилиндрическими концентраторами. Возможность существенного увеличения критических тепловых нагрузок, характерных времен развития кризисов теплообмена и коэффициентов теплоотдачи при пленочном кипении с использованием пористых покрытий делает их перспективными при создании безопасных ядерных энергоустановок [76].

Весьма перспективно использование пористых структур в системах тепловой стабилизации элементов энергетического оборудования при наличии жестких технических требований к их температурному режиму. При решении таких задач могут быть использованы достаточно толстые пористые структуры с выполненными в них каналами для выхода пара, что обеспечивает весьма малые значения <Ш„,/с1ц в широком интервале тепловых нагрузок (рис. 34). С использованием структур такого типа нами создан и испытан модельный экспериментальный испаритель системы тепловой стабилизации на основе термосифона для мощных полупроводниковых преобразователей (тиристоров), используемых в железнодорожном транспорте.

На рис. 35 представлено сравнение эффективности системы с испарителем с пористым покрытием и без него в зависимости от температуры окружающей среды, из которого видно, что использование пористых покрытий позволяет повысить эффективность системы в 2-3 раза [71]. Увеличение характерных времен релаксации при наличии пористых покрытий и повышение устойчивости режимов кипения обеспечивает весьма малые значения при нестационарных процессах и возможность стабилизации

температуры нагреваемой поверхности при высоких, неоднородных и переменных тепловых нагрузках.

Нами изготовлена и испытана экспериментальная модель термостабили-зированной поверхности в виде тонкой (~ 100 мкм) сплошной латунной фольги,

2000 00

О, Вт 1000 00

А

000

20 00

40 0

Т,°С

Рис 35. Предельное тепловыделение тиристора в зависимости от температуры окружающей среды, результаты испытаний экспериментальной системы тепловой стабилизации мощного тиристора с различными типами испарителей: 1 - без пористого покрытия, 2-е пористым покрытием охлаждаемой поверхности

спеченной с массивным пористым основанием, изготовленным

спеканиием из латунных частиц мкм и обеспечивающим механическую прочность изделия. В основании выполнены каналы для выхода пара, пористое тело орошается водой при Р= 1 атм. Как показали испытания, эта модель без заметных изменений выдерживает местные тепловые нагрузки до 50 Мвт/м2 (сфокусированное пятно 0 (3-5) мм излучения мощного СО2-лазера), превышающие критические в десятки раз (рис. 36).

2.3.2. Повышение криостатической стабильности композитных сверхпроводников [29,42-45,73,74].

При создании сверхпроводящих устройств с большими плотностями тока используются полностью или частично криостабилизированные композитные сверхпроводники. Общим критерием криостатической стабильности является отношение мощности теплоотвода с поверхности сверхпроводника к мощности тепловыделения после воздействия на проводник теплового возмущения. В большинстве случаев для охлаждения композитных сверхпроводников используется кипящий на их поверхности жидкий гелий. В работах, выполненных нами совместно с отделением прикладной сверхпроводимости ИВТАН при участии ВНИИКП, предложен и детально исследован метод повышения криоста-тической стабильности композитных сверхпроводников (КС) с использованием пористых покрытий поверхностей, охлаждаемых кипящим гелием. Экспериментально изучены кипение гелия на поверхностях с пористыми покрытиями различных типов: глобулярными - из частиц 2п (И ~ 10-50 мкм), СиО, СиО+Си (И ~ 12-15 мкм), полученными электрохимическим осаждением, и из частиц А^Оз (И ~ 70-500 мкм), полученными плазменным напылением, сетчатыми

Рис. 36 Экспериментальный модуль системы тепловой стабилизации при экстремальных тепловых нагрузках

(медь, латунь, сталь, И ~ 50-300 мкм). Экспериментально исследована криоста-тическая стабильность КС с этими покрытиями.

Тепловая устойчивость элемента поверхности, охлаждаемой кипящим теплоносителем, в интервале перегревов поверхности [0,9] определяется значением интеграла

1(6, У,) = яЧ(е)-^(е,у,)]ае,

где \у(0,У,) - функция тепло-выделения, зависящая о в и параметров внешнего воздействия У,. Области устойчивости соответствует 1(0,У,) > 0. Эффективность использования пористых покрытий для повышения тепловой устойчивости может быть охарактеризована безразмерной функцией

чЧ9) = [ч(е)-яо(0)]/чо(е), где - кривые кипения для поверхностей с пористыми покрытиями и

гладкой.

» Л Б г* Г\ '

1 /\

/ V \ . V J х , <

' I 10 ' V---1-...Л..,. 1 10 к

Рис. 37. Относительное изменение теплоотвода с различных пористых поверхностей при

кипении гелия: а) цинковой толщиной 50 мкм; б) оксидомедной толщиной 0.25 мкм,

в) из оксида алюминия толщиной 100 мкм

На рис. 37 приведены ^(0) для наиболее эффективных из изученных покрытий. Исследования устойчивости КС с пористыми покрытиями проведены для сверхпроводников на базе ЫЬП - сплава. В опытах определялись: минимальный ток распространения нормальной зоны ток восстановления сверхпроводимости 1Г. скорость распространения нормальной зоны V и минимальная энергия теплового импульса необходимая для возбуждения устойчивой нормальной зоны. Исследованные КС различались между собой геометрией, размерами поперечного сечения, числом сверхпроводящих жил и критическим то-

ком 1С Использовались как простые проводники, так и кабели, полученные скруткой проводников На КС диаметрами 0,5 и 0,85 мм исследовалось влияние технологии нанесения покрытия, его толщины и пористости Максимальное повышение уровня криостатической стабильности - в 1,8 раза - достигнуто на проводнике с цинковым покрытием, что вполне согласуется с данными рис 37

На рис 38, 39 представлены результаты одной из серий сравнительных измерений для проводников с пористыми покрытиями и без них, из ко-

торых видно существенное повышение стабильности КС Влияние пористых покрытий на частично стабилизированные КС с параметром Стекли, близким к 1, исследовались на композитной сверхпроводящей шине 1,3x1,8 мм2, впаянной в медный стабилизатор 2x1,5 мм2 Нанесение пористого покрытия на основе позволило создать криостабилизированный КС во всем диапазоне исследованных магнитных полей до В ~ 4,5 Тл-6 Тл При этом по сравнению с образцом с гладкой поверхностью значение 1Г возрастает на 40-50%

Использование на модельном сильноточном кабеле, предназначенном для ной магнитной системы, пористого покрытия на основе оксида алюминия

Рис. 40. Композитные сверхпроводники с пористыми покрытиями охлаждаемых поверхностей, нанесенными методами электрохимического осаждения и напыления

позволило повысить уровень его криостатической стабильности в 1,3 раза. Так в поле 6 Тл (1С = 35 КА) значение 1Г в результате нанесения покрытия возросло с 8,5 до 11,2 КА, что позволяет почти на 30% уменьшить расход проводника при создании магнитной системы.

Экспериментальные образцы сверхпроводников с пористыми покрытиями представлены на рис. 40.

2.3.3. Интенсификация лазерного термоупрочнения поверхности металлоизделий [46,47,77,78].

Эффективное лазерное термоупрочнение поверхностей металлоизделий достигается при тепловыделениях в поверхностный слой на уровне 1 кДж/см2 и мощности теплового воздействия ~ (104-105) Вт/см <69> Широко используемые поглощающие покрытия (фосфаты, окислы, графитовые пасты и др ) увеличивают коэффициент поглощения лазерного излучения поверхностью металла (пассивные покрытия). При их использовании тепловыделение в поверхностный слой металла не превышает интеграла от плотности мощности лазерного излучения по времени воздействия В наших работах [46,47,77,78] предложен и экспериментально обоснован метод интенсификации процессов лазерного термоупрочнения, отличающийся тем, что на поверхность металлоизделия нано-

сится поглощающее покрытие из материалов с высокой теплотой сгорания ДН > 15 кДж/г толщиной Ь > q•R/ДH•p•v, где я >ц* - плотность мощности лазерного излучения, Я - радиус пятна фокусировки, ДН - теплота сгорания покрытия , р- плотность материала покрытия, V - скорость сканирования луча по поверхности, q*(h,v) — пороговая плотность мощности излучения, соответствующая возгоранию покрытия в пятне фокусировки. Как показали наши исследования, с использованием таких покрытий толщиной мкм эффективное термоупрочнение может осуществляться при достаточно низких плотностях мощности лазерного излучения за счет инициированного и поддерживаемого им тепловыделения в поверхностный слой металла в результате сгорания покрытия в пятне фокусировки. Характерными особенностями таких процессов по сравнению с процессами с пассивными покрытиями являются более высокие скорости нагрева и охлаждения поверхностного слоя металла, менее интенсивный нагрев металла в областях перекрытия дорожек при термообработке поверхностей большой площади и почти на порядок меньшие плотности мощности лазерного излучения, что в конечном итоге обеспечивает увеличение производительности процесса. Нами экспериментально исследованы особенности тепловых процессов и пороговые эффекты при локальном вынужденном лазерном горении активных поглощающих покрытий на образцах из различных материалов. В качестве активных покрытий использовались эмали на углерод-углеводородной основе (ХС1107), разработанные в ОИВТ РАН, и в сравнительных опытах, как пассивные с коэффициентами поглощения излучения близкими к С„ дляХС1107Г- Мпз(Р04)2, ZnO и другие. Материал образцов - стали 3, 5, 45, чугун С412-28, медь М16. Исследования выполнены методом термограмм при плотностях мощности непрерывного излучения греющего СОг- лазера до 105 Вт/см2 и диаметрах пятна фокусировки до 10 мм в режимах сканирования луча по поверхности со скоростями V от 0 до 10 см/с. После проведения опытов с лазерным нагревом выполнялся металлографический анализ образцов и замеры микротвердости поверхности по методу Виккерса. Экспериментальная техника детально описана в [46,47,78].

93

Г, К Г__' у*. Вт/см2

3000 Л

2500 \ (а) 700 д

1

2000 Г\ \ 600 -\

1300 ИЛ X . 500 400

3000 300 \

-1 \

2500 -1—2 \ (б) 200 ■ \

2000 [ 3 \ 100 1 р 1 г

1500 ■ 25 50 75 100 Л, мкм

0 1 Т,с 2 3

Рис. 41. Зависимость динамики нагрева стали 45 Рис. 42. Зависимость пороговой плотно-

при V = 0 от толщины активного покрытия сти мощности q* для покрытия ХС1107Г

ХС1107Г и мощности падающего излучения: от его толщины на образцах из стали 45

а-Л = 10 мкм, 1 - Ш =330,2-^=250, при У= 0

3-Г = 180 Вт; б - -А = 25 мкм, 1-^=230,

2- 150,3- 100 Вт

На рис. 41 представлены термограммы лазерной термообработки стали 45 с активным покрытием ХС11075 при различных мощностях падающего лазерного излучения, из которого видно принципиальное их различие при докрити-ческих ^ < q*, кривая 3) и закритических ^ > q*, кривые 1 и 2) плотностях мощности. Термограммы 1 и 2 характеризуются быстрым возрастанием Т на начальном участке, высокими значениями максимальной температуры, быстрым падением Т при выгорании покрытия с ЗТ/Эг ^ 103 К/с и еще более быстрым - при Т < Т* ~ 1500 К, соответствующем прекращению горения покрытия. В наших опытах исследованы зависимости q*(h,v), скорости нагрева и охлаждения поверхностного слоя и максимальной температуры в процессе обработки Тт, в зависимости от q, h и v. На рис. 42 представлена зависимость q*(h) при v = 0 для стали 45, из которой видно, что при h > 75 мкм плотности мощности лазерного излучения, необходимые для реализации лазерно-термохимического процесса термоупрочнения поверхностей, могут составлять менее 100 Вт/см , т.е. могут быть почти на 2 порядка меньше, чем при работе с пассивными по-

Рис. 43. Зависимость относительного упрочнения в центре пятна нагрева чугуна СЧ12-28 от максимальной температуры лазерной термообработки

крытиями. При этом темп нагрева поверхности составляет ~ 104 К/с, а темп охлаждения ~ 103 К/с и возрастает с ростом Тт(Ь). В этой связи с возрастанием Тт, т.е. при возрастании И, при И < 100 мкм возрастает относительное упрочнение поверхностного слоя (рис. 43) и глубина зоны термического влияния. Дальнейшее увеличение И нецелесообразно в связи с ослаблением возрастанияТт и дТ!дх при охлаждении поверхностного слоя.

При лазерном термоупрочнении поверхностного слоя металлов фазовые превращения реализуются в условиях существенной неоднородности температуры и при высоких скоростях охлаждения, значительно превышающих критические скорости охлаждения, характерные для процессов объемной закалки ма-

ат,

териалов(например, для стали

9т

150 К/с <70>). Использование актив-

ных покрытий приводит к возрастанию 9Т/9г0ХЛ до величин ~ 103 К/с и выше. В таком процессе поверхностный слой приобретает мелкозернистую и слоистую структуру, характеризующуюся повышенной твердостью. Результаты опытов [46,47,78] показывают, что при использовании активных покрытий удается организовать эффективное термоупрочнение поверхности металлоизделий при плотностях мощности лазерного излучения что означает увеличе-

ние производительности процесса почти в 3 раза.

3. ОСНОВНЫЕ ИТОГИ РАБОТЫ

Разработаны методы термодинамического анализа особенностей фазовых равновесий и превращений в жидкостях в условиях неоднородностей полевых переменных, вызванных внешними воздействиями, и на их основе развита термодинамическая теория фазового электровзрыва проводников с током, рассмотрены новые возможности глубокого переохлаждения жидкого водорода до температуры А.-перехода с использованием внешних воздействий на двухфазную систему жидкость-твердое тело, развита термодинамическая теория заро-дышеобразования в диэлектрических жидкостях при воздействии внешних электрических полей, предложены кавитационные модели взрывов микроост-рий на металлических катодах, инициирующих переход автоэлектронной эмиссии во взрывную, и распыления поверхности диэлектриков налетающими медленными многозарядными ионами, получены соотношения для вычисления поправок к поверхностному натяжению жидкостей, связанных с размерным эффектом и интенсивными фазовыми превращениями, изучено влияние гравитационного эффекта на теплофизические свойства веществ вблизи критических точек жидкость-газ. Дана адекватная интерпретация опубликованным результатам экспериментов. Предсказан эффект исчезновения межфазных границ раздела жидкость-газ при температурах, отличных от критических, при наличии внешних воздействий. Основные предположения и выводы термодинамической теории подтверждены молекулярно-динамическим моделированием процессов на межфазных границах жидкость-газ. Экспериментально обнаружен эффект полевых ловушек при кипении диэлектриков на неоднородных поверхностях во внешних электрических полях.

Выполнен комплекс экспериментальных исследований тепловых процессов при кипении жидкостей на поверхностях с пористыми покрытиями в условиях естественной конвекции в большом объеме и подъемных дисперсно-кольцевых двухфазных течений в вертикальных трубах и кольцевых каналах при параметрах, соответствующих окрестностям неравновесных фазовых переходов. Впервые установлены возможность реализации двух пузырьковых ре-

96

жимов кипения и нового неравновесного фазового перехода между ними, основные особенности и асимптотические закономерности элементарных процессов и интегральных характеристик теплообмена.

Установлена неадекватность существующих моделей кризиса кипения в большом объеме, основанных на анализе гидродинамической устойчивости двухфазного погранслоя на внешней границе покрытия, совокупности опытных данных по элементарным процессам и интегральным характеристикам теплообмена и обоснована его перколяционная природа. Показано, что все неравновесные фазовые переходы при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями реализуются как перколяционные при достижении порогов протекания по поровому пространству, занятому паром, в исходной и рандомизированных решетках порового пространства. Предложена модель каскадного протекания, на основе которой получены соотношения для расчетов параметров точек неравновесных фазовых переходов и обоснован асимптотический закон теплообмена при кипении в первом пузырьковом режиме, установленный экспериментально.

Установлен характер изменений механизмов влагообмена между пристенной жидкой пленкой и ядром потока, вызванных наличием пористых покрытий на стенках парогенерирующих каналов в дисперсно-кольцевых двухфазных потоках, обнаружен эффект появления высокоскоростных «прострель-ных» капель, обеспечивающих увеличение эффективности орошения стенок при околокризисных и закризисных режимах, показана возможность реализации безкризисных режимов генерации пара в каналах с оптимизированными пористыми покрытиями при паросодержаниях, превышающих граничные.

Предложены и экспериментально обоснованы методы повышения тепловой устойчивости элементов энергетического оборудования (композитных сверхпроводящих кабелей, парогенерирующих каналов, мощных полупроводниковых преобразователей) с использованием оптимизированных пористых покрытий и метод повышения производительности процессов лазерного термоуп-

рочнения поверхностей металлоизделий с использованием активных поглощающих покрытий.

В заключение считаю своим неформальным долгом выразить благодарность моим учителям, коллегам и ученикам, в интересном и приятном сотрудничестве с которыми выполнены многие работы, включенные в диссертацию. Я также весьма благодарен участникам семинаров и конференций, на которых обсуждались отдельные результаты этих работ.

Основные публикации по теме диссертации Статьи в научных журналах

1. Vorob'ev VS, Malyshenko SP Thermodynamics of phase equilibrium in nonuniform fields// Physical Review E. 1997. V.56. №4. P.3959-3967.

2. Воробьев ВС, Малышенко С.П Равновесие фаз в жидком проводнике с током в геометрии z-пинча// ЖЭТФ 1997. Т.111. Вып.6. С.2016-2029.

3. Воробьев ВС, Малышенко СП О молекулярном сверхтекучем водороде// Письма в ЖЭТФ. 2000. Т.71. Вып.1. С.59-63.

4. Vorob'ev VS, Malyshenko SP Regarding molecular superfluid hydrogen// Journ. Phys.: Condenced Matter. 2000. V.I2. P.5071-5085.

5. Воробьев В С, Еронин А А , Малышенко СП Фазовый взрыв проводников// Теплофизика высоких температур. 2001. Т.39. №1. С.101-107.

6. Воробьев ВС, Малышенко СП, Ткаченко СИ, Фортов BE Чем инициируется взрыв проводника с током?//Письма в ЖЭТФ. 2002. Т.75. Вып.8. С. 445-449.

7. Tkachenko SI, Vorob'ev VS, Malyshenko SP Parameters of wires during electric explosion// Appl. Phys. Lett. 2003. V.82. №3. P.4047-4049.

8. Tkachenko SI, Vorob'ev VS, Malyshenko SP The nucleation mechanism of wire explosion// J. Phys. D: Appl. Phys. 2004. V.37. №3. P.495-500.

9. Берестов А Т, Гитерман МШ, Малышенко СП Влияние силы тяжести на измерения теплоемкости и положение границы раздела фаз вблизи критической точки// ЖЭТФ. 1969. Т.56. Вып.2. С.642-653.

10.Берестов А Т, Малышенко С ПО расщеплении максимума и скачка теплоемкости вблизи критической точки// ЖЭТФ. 1970. Т.58. Вып.6. С.2090-2098.

11 .Берестов А Т, Малышенко СП Гидростатический эффект вблизи критической точки бинарной смеси//Теплофизика высоких температур. 1971. Т.9.№6. С.1187-1193.

12.Берестов А Т, Малышенко СП О возможности использования критического состояния для разделения изотопов// Атомная энергия 1972. №5 С.424-426.

13 Малышенко С П, Мика В И К теории гидростатического эффекта вблизи критических точек жидкостей/ЛГеплофизика высоких температур 1974. Т. 12. №4. С.735-742.

14.Малышенко СП Влияние искривленной границы раздела фаз на поверхностное натяжение и кинетику зародышеобразования в жидкостях// Теплофизика высоких температур 1994. Т.32. №5. С 718-725

15 Malyshenko S Р, Dunikov D О On the surface tension corrections in nonuniform and nonequilibrium systems// Internat Journ. Heat and Mass Transfer. 2002. V.45. P.5201-5208.

\6.Anisimov SI, Dunikov DO, Zhakhovsku V V, Malyshenko SP Properties of a liquid-gas interface at high-rate evaporation// Journ Chem Phys 1999. V.I 10. №17. P.8722-8729.

17.Dunikov DO, Malyshenko SP, Zhakhovskii VV Corresponding states law and molecular-dynamic simulations of the Lennard-Jones fluid// Journ Chem Phys. 2001. V.I 15(14). P.6623-6631.

15.Воробьев ВС, Малышенко СП Образование зародышей новой фазы в электрических полях// ЖЭТФ. 2001. Т. 120. Вып 4(10). С.863-870.

\9.Vorob 'ev VS, Malyshenko SP Why does an external electrical field stimulate formation of new phase nuclei in dielectrics?// Appl Phys. Lett. 2002. V.80. №2. P.371-373.

20. Vorob'ev VS, Malyshenko SP, Petrin А В The role of an electrode in the formation of new phase nuclei in dielectrics// Journ Phys D.- Appl Phys. 2002. V.36. P.257-266.

21 .Борзенко В И, Еронин А А , Леонтьев А И, Малышенко СП Эффект полевых ловушек в теплообмене при кипении диэлектрических жидкостей во внешних электрических полях//Теплофизика высоких температур. 2004. Т. 42. № 3. С. 456-460.

22.Воробьев ВС, Малышенко СП, Ткаченко СИ Кавитационная модель взрыва микроострий// Письма в ЖЭТФ 2002. Т 76 Вып. 7. С 503-507.

23 Воробьев В С, Лисица В С, Малышенко С П Кавитационный механизм распыления материалов медленными многозарядными ионами// Письма в ЖЭТФ. 2003. Т.78. С.737-741.

24.Стырикович МА, Малышенко СП, Андрианов АБ, Коновалов СИ Особенности кипения на поверхностях с нетеплопроводными пористыми покрытиями// Доклады Академии наук СССР. 1978. Т. 241. № 2. С.345-348.

25.Андрианов А Б, Малышенко СП, Сиренко ЕЙ, Стырикович МА Гисте-резисные и переходные явления при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями// Доклады Академии наук СССР. 1981. Т. 256. № 3. С.591-595.

26.Андрианов А Б, Малышенко СП, Стырикович МА , Талаев ИВ Особенности переходных процессов и форма кривой кипения на поверхностях с пористыми покрытиями// Доклады Академии наук СССР. 1983. Т. 273. № 4. С.866-870.

27.Styrikovich МА , Malyshenko SР, Andrianov А В, Talaev I V Investigation of Boiling on Porous Surface// Heat Transfer - Soviet Research. 1987. V. 19. №l.P.23-28.

28 Андрианов ВВ, Баев ВП, Малышенко СП, Мучник РГ Особенности кипения гелия на поверхностях с пористыми покрытиями// Доклады Академии наук СССР. 1987. Т. 297. № 2. С.354-357.

29Andrianov VV, Baev VP, Malyshenko SP, Muchmk RG, Parizh MB Composed superconductors with porous coating// Criogenics. 1989. V.29. № 3. P. 168-178.

30.Малышенко СП Особенности теплообмена при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями// Теплоэнергетика 1991. № 2. С.38-45.

31 Стырикович МА , Леонтьев А И, Малышенко С П О механизме переноса нелетучих примесей при кипении на поверхностях, покрытых порис-

той структурой// Теплофизика высоких температур 1976. Т 15. № 5. С.998-1006.

32.Малышенко СП, Андрианов А Б О начальном участке кривой кипения на поверхностях с пористыми покрытиями и гистерезисе закипания// Теплофизика высоких температур. 1987. Т. 25. № 3. С.563-572.

33.Andrianov AB, Borzenko VI, Malyshenko SP Elementary processes at boiling on the surfaces with porous coatings// Russ. Journ. Eng. Thermophys. 1999. V.9. №1-2. P.51-67.

34.Малышенко СП, Андрианов А Б, Макеев МН Неадекватность гидродинамических моделей кризиса кипения на поверхностях с пористыми покрытиями// Теплофизика высоких температур. 1991. Т.29. № 3. С.548-556.

35.Малышенко СП, Андрианов А Б, Макеев МН Перколяционный механизм возникновения и развития кризиса кипения на поверхностях с пористыми покрытиями//Теплофизика высоких температур 1991 Т29. №4. С.759-767.

Ъв.Андрианов АБ, Малышенко СП Влияние характеристик пористых покрытий на теплообмен при кипении// Известия Академии наук СССР. Сер. Энергетика и транспорт. 1989. № 1. С.139-149.

37.Borzenko VI, Malyshenko S P Investigations of Rewetting Phenomena at Steam Generation on Surfaces with Porous Coatings// J. Phys. IV France. 1999. V.9. РгЗ. Р.531-536.

38.Malyshenko SP The Pecularities of Heat Transfer crisis at two-phase flows in steam generating channals with inside porous coatings// Russ Journ. Eng. Thermophys. 1999. V.9. №1-2. Р.ЗЗ-5О.

Ъ9.Борзенко В И, Малышенко СП Механизмы фазового обмена при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями// Теплофизика высоких температур. 2001. Т.39. №5. С.769-776.

40.Андрианов А Б, Зуев А В, Левитан Л Л, Малышенко СП, Орлова И А Гидравлическое сопротивление двухфазного потока в трубе с пористым покрытием// Теплофизика высоких температур. 1994. Т.32 №1. С.94-100.

41 Малышенко СП, Зуев А В, Левитан ЛЛ, Андрианов А Б, Орлова И А Особенности развития кризиса высыхания в трубах с пористыми покры-тиями//Теплофизика высоких температур Т.35. № 3. 1997 С.424-431.

42 Андрианов В В, Баев В П, Малышенко С П, Мучник Р Г Повышение эффективности стабилизации комбинированных сверхпроводников с использованием пористых покрытий//Доклады Академии наук СССР. 1987. Т.293. №4. С.856-859.

43Андрианов В В, Баев В П, Ипатов ЮП, Малышенко СП, Мучник РГ, Рычагов А В, Сытников BE, Томенко НЯ Использование покрытий на основе оксидов меди для стабилизации композитных сверхпроводников// Электротехника. 1989. №12. С.60-63.

44Andrianov VV, Baev VP, Ipatov YaP, Malyshenko SP, Muchmk RG, Rychagov A V, Sytnikov VYe, Tomenko N Ya Composite superconductors coated with Cu Oxide to intensity heat transfer// Физика низких температур. 199O.T.16.№4. С.504-507.

AS.Андрианов В В, Баев В П, Малышенко СП, Мучник Р Г Использование пористых покрытий для повышения устойчивости композитных сверх-проводников//Теплоэнергетика. 1991 №3. С.50-54

46.Кириллин А В, Малышенко С П, Осипов О И, Ходаков К А Исследование процессов лазерной термообработки поверхностей металлоизделий// Теплофизика высоких температур. 1987. Т.25. №1. С.125-130.

47.Малышенко С П, Осипов О И Особенности термограмм и пороговые эффекты при локализованном вынужденном лазерном горении поглощающих покрытий// Теплофизика высоких температур. 1997. Т.35. №1. С.107-113.

Статьи в рецензируемых сборниках трудов конференций

AS.Vorob'ev VS, Eronin A A, Malyshenko SP Thermodynamics of wire explosion// Proceeding 3rd European Thermal-Sciences Conference Heidelberg. 2000. V.2. P.879-884.

49.Еронин А А , Воробьев В С, Мапышенко С Я Об интерпретации результатов экспериментов по электрическому взрыву проводников// Физические основы экспериментального и математического моделирования процессов газодинамики и теплообмена в энергетических установках. М: Изд-во МЭИ. 2001. Т.2. С.284-287.

50.Малышенко СП Влияние поля тяжести на свойства межфазной границы раздела жидкость-газ вблизи критической точки чистого вещества// Поверхностные явления в жидкостях и жидких растворах Л • изд ЛГУ. 1972.С.144-147.

5\.Dunikov DO, Zhakhovskii VV, Malyshenko SP Properties of a liquid-gas interface at high-rate phase transitions// Heat Transfer 1998 Proc. of 11th International Heat Transfer Conference. Korea. Ed. J.S. Lee: Taylir and Francis. 1998. V.2. P.298-301.

52Дуников ДО, Жаховский В В, Малышенко СП. Свойства границы раздела жидкость-пар при интенсивных фазовых превращениях// Труды 2 Российской национальной конференции по теплообмену РНКТ-2. М.: Изд-во МЭИ. 1998. Т.4. С.298-301.

53.Anisimov SI, Dounikov DO, Zhakhovskii VV and Malyshenko S P Interface properties at high-rate phase transitions// Proc of 2nd International Symposium on Two-Phase Flow Modelling and Experimentation/ Ed. Celata G P. et al. Edizioni ETS. Pisa. 1999. V.2 P.1303-1310.

54Дуников ДО, Малышенко СП, Жаховский В В Граница раздела жидкость-газ при нестационарной конденсации: молекулярно-динамическое исследование// Труды 3 Российской конференции по теплообмену РНКТ-3. М.: Изд. МЭИ. 2002. Т.4. С.257-260.

55.Dunikov DO, Malyshenko SP, Zhakhovskii VV Molecular dynamics simulation of condensation// Proc. XII European Conference on Thermo-physical Properties. ECTP 2002. London. Imperial College. CD-ROM. Publ. 2002.

56.Дуников ДО, Малышенко СП, Петухов А В Молекулярно-динамиче-ское исследование воздействия гравитационного поля на закритический леннард-джонсовский флюид// Проблемы газодинамики и тепломассообмена в энергетических установках./ Труды XIV школы-семинара под руководством акад. Леонтьева А.И. М' Изд. МЭИ. 2003. T.I. C.409-412.

57. Борзенко ВИ, Еронин А А, Малышенко СП Экспериментальное исследование влияния электрического поля на тепловые процессы при кипении жидкого азота// Труды 3 Российской национальной конференции по теплообмену РНКТ-3. М: Изд. МЭИ. 2002. Т.4. С.45-48.

58.Воробьев В С, Малышенко СП Роль электрического поля при образовании зародышей новой фазы в диэлектриках// Физика экстремальных состояний вещества/ Черноголовка: Изд. ИГТХФ. 2002. С.39-42.

59. Styrikovich MA, Malyshenko SP, Andrianov А В Nonequilibrium Phase Transitions at boiling on surfaces with a porous coatings// Heat Transfer 1990/ Proc. 9th Internat. Heat Transfer Conf. Ed. Hestroni G./ Hemisphere Publ. Corp. New York. 1990. V.2. P.99-104.

60.Styrikovich MA, Malyshenko SP Heat transfer at pool boiling on porous coating// Multiphase Flows and Heat Transfer. Ed. X.-J. Cheng/ Hemisphere Publ. Corp. New York. 1991. V.I. P.269-284.

61.Andrianov А В, Barinov ВI, Malyshenko SP, Nevstrueva Ye I, Styrikovich MA The mechanism of concentration due to evaporation in the immediate vicinity of the heating surface in boiling// "Future Energy Production - Heat and Mass Transfer Problems". Proc. ICHMT International Seminar. Dubrovnik. Yugoslavia. 1975/ Hemisphere Publ. Corp. New York. 1975. P.37-49.

62 Malyshenko SP Andnanov Ä B Non-Equilibrium Phase Transitions and Peculiarities of Two-Phase Filtration in the Case of Boiling on Surfaces with Heat Non-Conductive Porous Coatings// Heat and Mass Transfer in Porous Media Ed Quintard M and Todorovic M / Proc ICHMT Internat Seminar Elsevier New York 1992 P 235-247

63 Malyshenko SP Physics of boiling on porous coated surfaces and enhancing of thermal stability of equipment// Proc 4th World Conference on Experimental Heat Transfer, Fluid Mechanics and Thermodynamics ExHFT-4 Brussel 1997 V2 P 579-591

64 Malyshenko SP Percolation transitions at boiling on porous coated surfaces// The physics of heat transfer in boiling and condensation Proc ICHMT Intern Symposium Moscow 1997 P 319-333

65 Borzenko VI Malyshenko SP Heat transfer crisis development at boiling of liquid Nitrogen on porous surfaces// The physics of heat transfer in boiling and condensation Proc ICHMT Intern Symposium Moscow 1997 P 363-366

66 Borzenko VI Malyshenko SP Experimental Investigations of Bubble Entrainment Peculiarities at Steam Generation in Horizontal Channel with porous Coating// Proc 5th World Conference on Experimental Heat Transfer, Fluid Mechanics and Thermodynamics Ed Celata G P et al Edizioni ETS 2001 V 1 P 187-190

67 Malyshenko S P Zuev A V Dry-out phenomena at two-phase flows in tubes with porous coatings// Heat Transfer-1994 Proc 10th International Heat Transfer Conf Brighton UK Ed Hewitt GF 1994 V6 P 147-150

68 Stynkovich MA Malyshenko SP Thermophysical aspects of problems related to improved thermal stability of electronic equipment with the aid of porous coatings of cooling surfaces// Heat Transfer in electronic and microelectronic equipment Proc XX International Symposium ICHMT Ed Bergles E E Hemisphere Publ Corp New York 1990 P 627-648

69 Zuev A V Andnanov Ä B Malyshenko SP Heat transfer intensification and thermal stability enhancement for direct steam generators solar receivers using

porous coatings// Proc. 7th Internat. Symp. on Solar Thermal Concentrating technologies. Moscow. IVTAN Publ. 1994. V.4. P.934-942.

70.Borzenko VI, Malyshenko SP Experimental research of heat transfer enhancement and thermal stability at pool boiling on porous surfaces// Proc. 4th World Conference on Experimental Heat Transfer, Fluid Mechanics and Thermodynamics. ExHFT-4. Brussel. 1997. V.2. P.719-723.

71.Borzenko VI, Malyshenko S P Rewetting phenomena and thermal stability at steam generation on surfaces with porous coatings// Proc. Symposium on Energy Engineering 2000. Hong Kong. 2000. V.2. P.512-520.

72.Leontiev A I, Lloyd J R, Malyshenko S P et al. New Effects in Interfacial Heat and Mass Transfer of Boiling and Evaporation in Micro-Scale Porous Materials// Proc. 2003 ASME International Mechanical Engineering Congress, Nov. 15-21. 2003. Washington DC, USA. CD-publ. V.I.

73.Andrianov VV, Baev VP, Malyshenko S P, Muchnik R G. The effect of porous coating on characteristics of partially-stabilised composite superconductors cooled by boiling helium// Proc. Internat. Conf. "Cryoprague-86". Prague. 1986. P.84-89.

74.А.Андрианов В В, Баев В П, Малышенко СП, Мучник РГ Эффективный метод криостатической стабилизации сверхпроводников// Сб. научных докладов 4-й Всесоюзной конференции по криогенной технике "Криоге-ника-877 Балашиха. НПО "Криогенмаш". 1988. 4.1. С.71-75.

Авторские свидетельства, патенты и др.

75 Андрианов А Б, Зуев А В, Малышенко СП. Способ тепловой стабилизации и обеспечения бескризисного режима работы энергетического и технологического оборудования// Патент РФ № 2034225 Гос реестр изобретений 30.05.1995. Приоритет от 6.05.93.

76 Силин В А, Вознесенский В А, Малышенко СП, Митъкин В В, Осадчий А И, Пономарев-Степной НН, Столяревский А Я Устройство для улавливания расплавленных материалов из ядерного реактора// Патент РФ RU 2164043 С1. БИ№7. 10.03.2001.

77 Карпухин В Т, Кириллин А В, Малышенко С Пи др Способ термического упрочнения поверхностей металлических изделий// АС 1262956 СССР/ Б И 1985

78. Малышенко СП, Осипов О И. Интенсификация процессов лазерного термоупрочнения металлов с помощью активных поглощающих покрытий// Препринт ИВТАН. №5-283. М.:1989.

Цитируемая литература

1. Ландау Л Д, Лифшиц ЕМ Статистическая физика, ч. I M • Наука, Физ-матлит, 1995. 608 с.

2. Ландау ЛД, Лифшиц ЕМ. Электродинамика сплошных сред. М : Наука, Физматлит, 1992. 664 с.

3. ГинзбургВЛ, СобянинАА //Письма в ЖЭТФ. 1972. Т. 15 С.343.

4. Акуличев В А. Кавитация в криогенных и кипящих жидкостях. М.: Наука, 1978.280 с.

5. Me Carty. Hydrogen. Technological Survey-Thermophysical Properties. Washington: NASA, 1975.

6. Malyshenko S P. Equation of State and Thermodynamic properties of Liquid Hydrogen// Proc of the Fifth Sympos on Thermophys Properties. N.Y.: AS ME, 1970. P.262-273.

7. Воробьев ВС II Письма в ЖЭТФ. 1995. Т.62. С.557.

8. ApenkoSM II Phys. Rev. В. 1999. V.60. P.3052.

9. Wilks J The properties of Liquid and Solid Helium. Oxford: Clarendon Press., 1967.

10.Maris HJ, Seidel GM, Williams F1B.II Phys. Rev. B. 1987. V.36. №13. P.6799.

11 .Лебедев С В, Савватимский А ИЛ УФН. 1984. Т. 144. С.273.

12. Коваль С В, Кривицкий ЕВ, Раковский В Г. Исследование высокотемпературных свойств металлов методом подводного электрического взрыва проводников. Николаев. 1989. 137 с.

13.Гулый ГА. Научные основы разрядноимпульсных технологий. Киев: Нау-кова Думка, 1990. 252 с.

14.Воробьев В С //Теплофизика высоких температур. 1995. Т.33.№4 С.557.

15.Коваль С В, Кускова НИ, Ткаченко С ИП Теплофизика высоких температур. 1997 Т.35. № 6 С 876; Валевич В В , Седой В СИ Известия вузов. Физика. 1998. № 6. С.70.

16.Moldover MR , Sengers J V, Grammon R W, Hocken R J.I I Rev. Mod. Phys. 1979.V.51.P.79.

17 '.Анисимов MA Критические явления в жидкостях и жидких кристаллах. М: Наука, 1987. 271 с.

18.Levelt-Sengers JMH, Greer WL, Sengers JV.II Journ. Phys. and Chem. Reference Data. 1976. V.5. № 1. P.I.

19.Малышенко СП, Швальб ВГ.Н Теплофизика высоких температур. 1970. Т.8. № 4. С.762.

20.Роулинсон Дж, Уидом Б Молекулярная теория капиллярности. М.: Мир, 1986. 375 с.

21.Байдаков В Г Межфазная граница простых классических и квантовых жидкостей. Екатеринбург: Наука, 1994. 372 с.

22 Байдаков В Г. Перегрев криогенных жидкостей. Екатеринбург: УрО РАН, 1995. 264 с.

23.Скрипов В П. Метастабильная жидкость. М.: Наука, 1972. 312 с.

24.Ермаков Г В. Термодинамические свойства и кинетика вскипания перегретых жидкостей Екатеринбург: УрО АН СССР, 2002. 272 с.

25 Малышенко С П Исследование термодинамических свойств жидкостей вблизи критической точки и в областях больших и малых плотностей: Автореф. дис. канд физ-мат. наук: ИВТАН. М., 1970. 20 с. 26.Sengers JV, Leeuwen JMJ.II Internat. Journ of Thermophysics. 1985. V. 6.

№ 6 P. 545; Leeuwen JMJ, Sengers J V.IIPhysica. 1984. V.I 28 A. P.99. 27.Lorentzen HL //Acta Chem. Scand 1953. V.7. P.1335. V.9. P 1724; Palmer H./l J.Chem. Phys. 1954 V22. P 625; Schmidt E et all I Progr.

109

Intemat Res Thermod Trans Prop NY ASME 1962 P 193, Critical Phenomena NBS, 1966 P 13

28 Леонтович MA Введение в термодинамику Статистическая физика М Наука, 1983 416 с

29 Русанов А И Купи Ф М II Коллоидный журнал 1982 Т44 №6 С 1062

ЗОЛ/ Фольмер Кинетика образования новой фазы М Наука 1986 205 с

31 GartonCG Kasuch IIZ Proc Roy Soc London, 1964 V A280 P383

32 KashchievD //Phil Mag 1972 V 25 P459

33 Павлов ПА Динамика вскипания сильно перегретых жидкостей Свердловск Изд УНЦ АН СССР, 1988 264 с

34 Marston PL ApfelREIIPhys Lett 1977 V 60A P 225

35 Занин А И Синицын EH Багринскии А А Теплофизические исследования перегретых жидкостей Свердловск Изд УНЦ АН СССР 1981 С 65

36 ParmarDS Jalaluddin А К111 Phys D Appl Phys 1973 V6 P 1287//Phys Lett 1977 V61A P 43

37 ParmarDS Labroo BII Phys Lett 1982 V 88A P 466

38 AndersonR A InfirnSS //Nature 1962 V 196 №4851 P267

39 SharmaRSin Appl Phys 1971 V 42 №3 P 1234

40 Яшин Э В Овчинников ИТ Вершинин Ю HII ЖТФ 1973 Т 43 №10 С 1067

41 Коробейников С Н Мелехов А В Гозух ПВ Антонов В М Поляк МЕИ Теп-лофиз вые темп 2001 Т 39 № 2 С 181

42 Jones ТВП Adv Heat Transfer 1978 V 14 Р 107

43 Болога МК Смирнов ГФ Андровский А Б Климов СН Теплообмен при кипении и конденсации в электрическом поле Кишинев «Штиница» 1987 239 с

44 Месяц ГА Эктоны Екатеринбург Наука, 1993 427 с

45 Winter HP PumayrFin Phys B At Mol Opt Phys 1999 V 32 PR39

46 Webb RL Principles of Enhanced Heat Transfer NY Willy Intersci 1994 321c

47 Смирнов Г Ф Цой А Д Теплообмен при парообразовании в капиллярах и капиллярно-пористых структурах М Изд МЭЙ, 1999

48 ME Pomewshll Heat Pipes Science Technology Application Proc 12ш1мег-nat Heat Pipe Conference 2002 ITPh UB RAS P 42-53

49 Аметистов Е В Клименко В В Павлов Ю М Кипение криогенных жидкостей М Энергоатомиздат, 1995 400 с

50 Лабунцов ДА Ягов В В Механика двухфазных систем М Изд МЭИ, 2000 373 с

51 Авксентюк Б П Кутателадзе С CII Теплофиз вые темп 1977 Т 15 № 1 С 115

52 Жуков С А Баречко В В Мержанов А Г11 ДАН СССР 1979 Т 245 С 94

53 Хейфец ЛИ Неймарк А В Многофазные процессы в пористых средах М Химия, 1982 320 с

54 Шкловский Б И Эфрос А Л Электронные свойства легированных полупроводников М Наука, 1979 416 с

55 Соколов ИМ1/УФИ 1986 Т 150 Вып 2 С 221

56 Sahimi Mil Rev Mod Phys 1993 V 65 №4 Р 1393, Physics Reports 306 (1998)P 213-395

51 Thomson AH Katz A J et al I'I Phys Rev Lett 1987 V 58 P ?9, Adv Phys V 36 P 652

58 Ковалев С А Соловьев С Л Испарение и конденсация в тепловых трубах М Наука, 1989 113 с

59 Шаповал А А Зарипов В К Семена МГ11 Теплоэнергетика 1983 № 12 С 65

60 Ройзен ЛИ Рачицкий Д Г Рубин ИР и dp II Теплофиз вые темп 1982 Т 20 № 2 С 304

61БерманМИ Горбис 3PII Теплоэнергетика 1973 № 11 С 86

62 Сиротин А Г Новое оборудование и технология подготовки и переработки газа и конденсата М ВНИИГАЗ, 1981 С 104

63 Fuju M Nishijama E Yamanaka GII Adv Enhanced Heat Transfer NY AS ME 1979 P45

64 Gottzman С F O'Neil PS Minton P EII Chem Eng Progr 1973 V 69 №7 P69

65 Берглес А Е Чжу МCII Теплопередача 1982 T 104 ЛЬ 2 С 56

66 МартоР Лепер В ЛИ Теплопередача 1982 Т 104 №2 С 72

67 Абхан Севан II Теплопередача 1974 Т 96 № 2 С 74

68ТехверЯХ СуйХНПИзв АН ЭССР Физика Математика 1985 Т34 №4 С 413

69 Лазерная и электронно-лучевая обработка материалов Справочник/Под ред НН Рыкалина М Машиностроение, 1985 494 с

70 Гуляев А П Металловедение М Металлургия, 1986 542 с

СОДЕРЖАНИЕ

1. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ........................................3

2. ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.........................................11

2.1. Термодинамика фазовых равновесий и превращений в жидкостях при внешних воздействиях [1-23,48-58]......................................11

2.1.1. Особенности фазовых равновесий в жидкостях во внешних полях [1,2].................................................................11

2.1.2. Возможности глубокого переохлаждения жидкого водорода при внешних воздействиях [3,4]....................................15

2.1.3. Фазовый взрыв проводника с током в геометрии Z-пинча [1,2,5-7,48,49]............................................................19

2.1.4. Фазовые равновесия в полях гравитационных и инерционных сил вблизи критических точек жидкостей [9-13].........26

2.1.5. Изменение свойств межфазных границ раздела жидкость-газ при внешних воздействиях [13-17,50-56]....................32

2.1.6. Вскипание диэлектрических жидкостей во внешних электрических полях [18-21,57,58,72]....................................42

2.1.7. Эффекты кавитации в микромасштабах при воздействии внешних электрических полей [22,23]....................48

2.2. Неравновесные фазовые переходы при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями [24-41,58-72]................................53

2.2.1. Методические особенности опытов.................................55

2.2.2. Изменение закономерностей теплообмена при наличии пористых покрытий [24-28,59,60]...................................57

2.2.3. Особенности элементарных процессов [30-33,61-64]..........59

2.2.4. Каскадное протекание в пористых покрытиях при кипении [30,34,35,59,62]................................................68

2.2.5. Особенности тепловых процессов при переходах между первым и вторым пузырьковыми режимами кипения [24-30,59-64,70]..............................................................72

2.2.6. Кризис кипения [30,34-39,63-65].....................................75

2.2.7. Общая природа неравновесных фазовых переходов при кипении на поверхностях с пористыми покрытиями [30,63]........................................................................78

2.2.8. Асимптотические закономерности теплообмена при пузырьковом кипении [30,36,60-63]................................79

2.2.9. Особенности неравновесных фазовых переходов при двухфазных течениях в парогенерирующих каналах

с пористыми покрытиями [37-41,66,67,71,72]...................83

2.3. Исследование и разработка новых методов интенсификации тепловых процессов при фазовых превращениях и повышения тепловой устойчивости элементов энерготехнологического оборудования [36-38,40-45,68-78].....................................................86

2.3.1. Тепловая стабилизация энергетического и технологического оборудования.............................................................86

2.3.2. Повышение криостатической стабильности композитных сверхпроводников [29,42-45,73,74]..................................89

2.3.3. Интенсификация лазерного термоупрочнения поверхности металлоизделий [46,47,77,78].........................................92

3. ОСНОВНЫЕ ИТОГИ РАБОТЫ...................................................96

Основные публикации по теме диссертации....................................99

Цитируемая литература............................................................108

Малышенко Станислав Петрович

ОСОБЕННОСТИ ТЕПЛОВЫХ ПРОЦЕССОВ ПРИ ФАЗОВЫХ ПРЕВРАЩЕНИЯХ В НЕОДНОРОДНЫХ СИСТЕМАХ

Диссертация в виде научного доклада

Подписано в печать 21.02.2005 Формат 60x84/16

Печать офсетная Уч.-изд.л. 7.12 Усл. печ. л. 6.62

Тираж 200 экз._Заказ № 7_Бесплатно

ОИВТ РАН, 125412, Москва, Ижорская ул., 13/19

0-Í04

455