Теплообмен и гидродинамика при испарении закрученного потока криогенной жидкости тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.14 ВАК РФ

Гб ОД

, На правах рукописи

ч

I

ТАРАСЕВИЧ СТАНИСЛАВ ЭДУАРДОВИЧ

УДК: 536 4-536 45:621 59

ТЕПЛООБМЕН И ГИДРОДЖ1АМИКА ПРИ ИСПАРЕНИИ ЗАКРУЧЕННОГО ПОТОКА КРИОГЕННОЙ ЖИДКОСТИ

Специальность: 01 04 14 - теплофизика и молекулярная физика

Ав тореферат диссертации на соискание ученой степени доктора технических наук

Казань 1997

Работа выполнена в Казанском государственном техническом университет:

им. А.Н.Туполева.

Научный консультант

д.т.н., профессор В.К.Щукин.

Официальные оппоненты:

доктор технических наук, профессор,

академик РАН В.Е. Алемасов

доктор технических наук, профессор В.И. Терехов

доктор технических наук, профессор Е.Д. Федорови

Ведущая организация: Самарский научно-технический комплекс им. Н.Д.Кузнецова

Защита состоится ■ кХ>%3)]*А 1997 г. в уСО часов

заседании диссертационного совета Д 063.43.01 Казан ско государственного технического университета им. А.Н.Туполева по адро 420111, г. Казань-111, ул. К.Маркса, д. 10, КГТУ.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке университета. Автореферат разослан » 44. " СЩ^Я^^Я 1997 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор технических наук, профессор бА • • А.П.Козлов

•ч

;ЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

туалкность проблемы. Развитие многих отраслей техники и зершенствование технологических процессов связано с использованием иогенных жидкостей. Вопросы изучения теплообмена и гидродинамики и кипении криогенных жидкостей, вопросы интенсификации процессов парения представляют существенный практический и научный интерес. ■ многих случаях ( например, в теплообменниках-газификаторах иогенного топлива газотурбинных двигателей, газовых лазерах и др. ) ред применением криогенные жидкости необходимо испарять. Вопросы , ззапные с испарением жидкости , закризисными режимами кипения, иходится решать и при создании различного рода парогенераторов, при зработке ТВЭЛов ядерных реакторов и т.д. Поэтому качество зрабатываемых технических систем с использованием криогенных {дкостей зависит от глубины понимания протекающих физических юцессов и достоверности количественных закономерностей, [ределяющих эти процессы. Следовательно, изучение физических явлений, гторыми сопровождается получение, хранение, транспортировка и парение" криогенных жидкостей, получение количественных коиомерностей для этих явлений представляет важное направление временных исследований.

тедует отметить, что для криогенных теплоносителей характерны кризисные режимы кипения . Вопросы захризисного кипения при теужденном движении в трубах и каналах изучали у нас в стране (рейцер Г.А., Калинин Э.К., Клименко A.B., Клименко В.В., Будрик В.В., метастов Е.В., Ярхо С.А., Жуков В.М., Веркин Б.И. и др.) и за рубежом 1иарк Д.А., Берглес А.Б., Бедуз С., Розенов В.М. и др.). цнако закризисные процессы кипения в каналах с интенсификаторами :пло<?бмена в виде скрученных лент , змеевиковых каналах азрабатываемых для криогенных испарителей) исследованы крайне ¡достаточно. Имеющаяся на сегодня информация получена хпериментальным путем и в основе своей содержит данные для ¡криогенных жидкостей ( работы Каменщикова Ф.Т. , Федоровича Ё.Д ., олтенко Э.А. , Берглеса А.Е. , Чена и др. ). Трудности, связанные с шерением параметров двухфазных потоков, не обеспечивают достаточной эстоверности экспериментальных исследований в этой области. Подходы к эобщению результатов эксперимента разноречивы и также нуждаются в эполнительном анализе. В то же время, количественные характеристики ;пловых и гидродинамических процессов в каналах с двухфазным потоком гобходимы для правильного выбора вида и геометрических характеристик нтенсификаторов, для оптимизации испарителей по их массе, 1ергозатратам, надежности. Получению такой информации, возможно олее полной, способствует разработка надежной математической модели южного процесса закризисного кипения кр и о агента в испарительном анале с интенсификатором. Использование математической модели дает озможностъ проводить распет в широком диапазоне изменения режимных

и геометрических параметров для различных теплоносителе Математическая модель может служить основой для выполнен: сравнительного анализа эффективности данного способа интенсификац! теплообмена и для оптимизации параметров испарителя. Таким образоь изучение закризисного кипения кр но агентов с интенсификацией процес актуально и направлено на решение важной научной проблемы , иыеющ большое практическое применение.

Цель работы - создание физической и математической модели кипен: закрученного потока жидкости при закризисных режимах с учете возможного начального участка, реализующего докризисное кипеш проведение экспериментальных исследований для подтвержден: достоверности математической модели и получение количествен»! соотношений для расчета коэффициента теплоотдачи и данных ] гидравлическому сопротивлению. В этой связи ставятся следующие задачи исследования:

1.Разработка физико-математической модели кипения закрученного пото: криогенной жидкости.

2. Экспериментальное исследование' теплоотдачи и гидравлическо сопротивления при кипении закрученного потока азота в канале в широкс диапазоне изменения режимных параметров и обобщение результата экспериментального исследования с учетом опытных данных, имеющихся литературе.

3. Установление режимов течения при закризисном кипении закрученно криогенного потока и границы перехода от расслоенного режима течение; эффектом Лейденфроста к дисперсному режиму.

4. Проведение модельных экспериментов (моделирующих испарение поверхности жидкой пленки) с целью получения данных о теплоотдаче гидравлическом сопротивлении в паровом зазоре.

5. На основе разработанной физико-математической модели выявлен критериев устойчивости вращающейся пленки жидкости и перехода дисперсному режиму течения в эакризисной области кипения.

6. Выполнение численного эксперимента с целью установления влиян: различных факторов и рода жидкости на процесс испарения в канале закруткой при различных законах изменения плотности теплового пото; на стенке, а так же выполнение сравнительного анализа по интенсификац! процесса кипения криоагента. Оптимизация испарителя с закруткой п] внешнем поперечном обтекании высокотемпературным потоком. Научпав новизна. По исследованной проблеме получены новые научи] результаты:

- полуэмпирическая физико-математическая модель (базирующаяся : балансовых соотношениях с обоснованием физических предпосылс расчета кипящих закрученных потоков в закризисной области;

- основные закономерности влияния инерционной массовой силы процесс кипения закрученного криогенного потока;

расширены фундаментальные знания о процессах кипения криогенных идкостей в полях массовых сил на основе гидродинамического подхода утатеяадзе С.С;

экспериментальные результаты при высоких тепловых нагрузках и (ютностях потока массы при испарении азота в канале с непрерывной иср уткой;

основные закономерности устойчивого движения испаряющейся защающейся пленки жидкости при двухстороннем динамическом эздействии, условия существования и границы расслоенного режима :чения с эффектом Лейденфроста;

экспериментальные результаты по тепловому и гидравлическому шротавлениям в глухом канале со вдувом ( в захритической области); оптимальные режимные и конструктивные параметры испарителя с (круткой потока, обеспечивающие минимальную массу испарителя. 'рактическая ценное п.. Решаемые в диссертации научные задачи и рактическое использование результатов работы позволяет: проводить исследование теплового и гидродинамического состояния хтарительной магистрали, выходных параметров парожидкостного этока, полноты испарения криоагента;

осуществлять сравнительный анализ эффективности применения ггенсификатора в виде скрученной ленты и выполнять оптимизационные »счеты испарителей для широкого класса жидкостей;

выполнять расчеты с целью выбора схемы течения теплоносителей при кшнем обтекании трубки испарителя высокотемпературным газовым этоком.

а.бота выполнялась в соответствии с госбюджетной научно-хледовательской работой по теме "Тепломассообмен в криогенных и 1сперсных потоках в полях массовых сил и системах термостабилизации >ъектов нов'ой техники".

втор защищает иолуэмпирическую математическую модель азирующуюся на балансовых соотношениях с обоснованием физических эедпосылок) расчета кипящих закрученных потоков в закризисной 5ласти;

экспериментальные результаты по кипению азота в канале с закруткой эй высоких теловых нагрузках и плотностях потока массы ;

экспериментальные результаты по тепловому и гидравлическому шротавлениям в глухом канапе с односторонним вдувом газа ;

основные закономерности влияния инерционной массовой силы на эоцесс кипения закрученного криогенного потока ;

основные закономерности устойчивого движения испаряющейся >ащающейся пленки жидкости при двухстороннем динамическом »здействии и условия существования расслоенного режима течения с зфектом Лейденфроста, границы этого режима ;

оптимальные режимные и конструктивные параметры испарителя с

закруткой потока, обеспечивающие минимальную массу испарителя. Личный вклад автора . Основные результаты получены лично автор' диссертации, включая постановку экспериментов, проектирован установки и экспериментальных участков, разработку метод исследования, руководство работами при проведении опытов; постановку разработку теоретических положений математической модели. Апробация работы. Полученные основные результаты диссертац докладывались и получили одобрение на I Всесоюзной конференции "Математическому моделированию физико-химических процессов энергетических установках." (Казань, КАИ, 1991г.), на заседаниях школы-семинара "Современные проблемы газодинамики тепломассообмена и пути повышения эффективности энергетическ установок." (Москва, МГТУ им. Баумана, 1993г.), на Всероссийск научно-техническом семинаре "Внутрикамерные процессы в энергетическ установках, струйная акку стека, диагностика." (Казань, Выси артиллерийское командно-инженерное училище им. М.Н. Чистякова, 19! 1996г.г.), на заседании XII международной школы "Модели в мехавд сплошной среды." (Казань, КГТУ, 1993г.), на I Российской национальн конференции по теплообмену (Москва, 1994г.), на международном науч! техническом семинаре "Энергетические установки, аэродинамика авиационное оборудование." (Казань, КГТУ, 1995г.), на Международном семинаре по устойчивости гомогенных и гетерогенн жидкостей (Новосибирск, 1996г.), на заседаниях III Минскс международного форума "Тепломассообмен - ММФ - 96", Международном Симпозиуме " Физические основы теплообмена п кипении и конденсации " (Москва 21-24 мая 1997 г.), на расширенн заседании кафедры криогенной техники (Москва, МЭИ, 1995г.), на науч! техническом семинаре кафедры авиационной и ракетно-космическ теплотехники (Москва, МАИ, 1995г.), на секции НТС НИИХИММА (Сергиев-Посад , 1997г.) , на НТС СНТК им. Н.Д.Кузнецова (Сама 1997г.), на научно-технической конференции по итогам работы за 19 1993г.г. "НИЧ 50 лет" (Казань, КГТУ, 1994г.), на научно-техничес! конференциях КГТУ (КАИ) (Казань, 1990 -1996г.г.), Публикации. По материалам диссертации опубликовано 28 научных ра( в журналах: „Авиационная техника" Инженерно-физический журн .Теплофизика высоких температур',' „Энергетика,' в трудах 10 международной конференции по ТМО в г.Брайтоне, в тру, Международного Симпозиума " Физические основы теплообмена i кипении и конденсации " , а так же в различных межвузовских сборника сборниках тезисов докладов различных конференций; оформлены 3 отч по НИР.

Структура и объем диссертации. Диссертационная работа состоит введения, пяти глав, выводов, заключения, списка литературы, приложен включающего акты внедрения. Диссертация содержит 268 страниц, из i

)6 стр. машинописного текста, 5 таблиц, 81 рисунок , список литературы з 187 источников отечественных и зарубежных авторов.

СНОШЮЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

первой главе рассмотрены особенности кипения криогенных жидкостей, гги особенности обусловлены тем, что данный процесс протекает обычно ри сравнительно невысоких температурах, но при достаточно высоких епловых нагрузках. В случае испарения криогенных жидкостей характерно аличие закриэисных режимов кипения. В этом случае, как правило, ередача тепла от стенки к жидкости осуществляется через слой пара, создающего большое термическое сопротивление. Подчеркивается, что по тению ряда авторов исследование каждой из криогенных жидкостей ледует проводить отдельно.

^ля двухфазного течения значительно сложнее рассчитываются параметры отока, которые зависят от распределения пара и жидкости в канале. Соотношение между ними (паром и жидкостью) приводит к возникновению азличных режимов течения двухфазной среды.Дается анализ возможных ■ежимов кипения криогенных жидкостей в трубах и каналах, представлена (нформация об условиях возникновения режима Лейденфроста. (озникновение того или иного режима кипения определяется рядом [араметров, важнейшим из которых является способ теплоподвода и его [нтенсивность. В одном из разделов проведен анализ состояния вопроса о критической плотности теплового потока для криоагентов,

(боснованности использования ряда известных зависимостей для Цкр грименительно к течению в каналах с интенсификаторами, а также тредеяение температуры Лейденфроста. В главе также рассмотрены юзможные способы интенсификации теплообмена при кипении криоагента I каналах (гурбулизация потока в пристенной области; использование поля шерционных массовых сил; наличие на поверхности теплообмена ¡пециальных покрытий, включая пористые)- Показано, что при ^пользовании инерционных силовых полей одним из наиболее «ффективных способов интенсификации является применение в прямой грубе вставок в виде скрученной ленты и , что наиболее полно изучены ¡опросы теплообмена и гидродинамики закрученных однофазных потоков Цукии В.К. , Халатов А.А Терехов В.И., Дзюбенко Б.В. и др.) . выполнен обзор и анализ работ по кипению закрученных потоков в трубах, представлен обзор исследований по теплоотдаче дисперсных потоков в грубах, в том числе и в полях массовых сил. Показано, что для прямых труб имеется значительное количество публикаций :( Нигматуллин Р.И., Пабунцов Д.А., Дрейцер Г.А.. Хьюитг Дж. и др.), где исследовалась теплоотдача дисперсного потока. Однако, в полях массовых сил эольшинсггво авторов (Печенегов Ю.Я., Шарафутдинов Ю.Я. и др.) исследовали потоки с твердыми частицами. Испарение криогенных закрученных потоков, в том числе и в дисперсном режиме течения,

исследовалось Берглесом А.Е. (США). Рассмотрены вопросы движения теплообмена частицы в несущей среде.

На основе выполненного анализа сделаны выводы о недостаточности противоречивости информации по экспериментальным исследованш теплоотдачи и гидравлического сопротивления испаряющихся закрученш потоков, об отсутствии надежной информации о режимах течения теплообмена, границах смены режимов, об ограниченности надежных достаточно простых математических моделей расчета таких потоков. В это позволило сформулировать цель и задачи исследования. Во »торой главе приводятся результаты экспериментальных исследований, начале главы представлено описание криогенного экспериментально: стенда (созданного на кафедре ТОТ по аналогии с криогенным стенде кафедры авиационной и ракегаокосыической теплотехники MA£ экспериментального участка, методики получения опытных данных и i обработки. Эксперименты проводились при подъемном течении азота трубе внутреннего диаметра d=12xlO"J м с установленной на всю дни] тру£ы скрученной лентой со степенью закрутки s/d=3 ( s - шаг закрутки i 180 ). На рабочем участке - стенке реализовывались условия q„=const джоулев нагрев током промышленной частоты. Происходил обогр предварительно захоложенного жидким азотом экспериментально участка.В эксперименте проводился замер температуры наружн< поверхности Т„ в 12 сечениях по длине трубы и в двух диаметр алы противоположных точках поперечного сечения. На входе и выходе канала проводился замер давления. Расход измерялся турбинным датчико По известной наружной температуре Т„ рассчитывалась температу внутренней поверхности стенки. В качестве коэффициента теплоотда' (к.т.) был определен к.т. вида a=qw/(Tw - Т,), в котором - плотное теплового потока с учетом потерь тепла в окружающую среду и теш выделившегося в ленте ( 8 %). Уровень температур стенки, реализованные опытах, позволил пренебречь теплообменом излучением (по данным рабо: Brentari Е. G. , 1965). Локальные температуры насыщения Т, определяли линейной интерполяцией по входной и выходной температуре соответствии с давлением. Как показали оценочные расчеты температу{ Лейденфроста по имеющимся в литературе зависимостям, для услов! экспериментов она оказалась в диапозоне 102... 107 К. Критическ плотность теплового потока сравнивалась с тепловой нагрузке подводимой к поверхности канала. По результатам сравнения температ Т„ и температуры Лейденфроста, критической плотности теплового пото и q* сделан вывод о наличии захризисных режимов кипения

выполненном экспериментальном исследовании. Далее в главе представл анализ результатов экспериментов, выполненных в следующем диалазо изменения основных режимных параметров: плотность теплового пото <1^=45...215 кВт/м2 , плотность потока массы на входе в рабочий участ

=265,3...1211,1 кг./(м2 с), давление на входе =(1.52...4.33)xlOsITa. ипичные графики распределения температуры стенки Т„ по поверхности шала в экспериментах выполненных автором и Бсрглесом А.Е. , эедставлены на рис.1. Анализ температурных полей свидетельствует о >м, что характер изменения 'Г„ , а следовательно, и теплоотдачи в таких ^иовиях существенно зависит от величены % и расхода криоагента. Это гияние, по всей видимости, проявляется в реализации того или иного гжима течения при закризисном кипении жидкого азота в сспериментальном канале. Полученные данные для T„=f(z) позволили ценить перераспределение теплового потока по длине канала. Оценочные асчеггы дали основание считать, что влияние неравномерности поля ;мператур в проведенных опытах на распределение по поверхности стенки шала qw мало (максимальная относительная разница равна 10%). На гнове данных автора и Берглеса А.Е. проанализировано влияние qw f p,g на роцесс теплообмена. Установлено, что в пределах одного режима течения гапример, расслоенного режима течения с эффектом Лейденфроста -'РТЭЛ)) влияние тепловой нагрузки несущественно, а при возрастании гпловой нагрузки в области возможного перехода от РРТЭЛ к дисперсному гжимуСДР) приводит к резкому изменению характера теплообмена и «еньшению длины канала, где происходит переход от одного режима к зугому. Влияние давления проявляется таким же образом, как и при ипении в прямых трубах: массовое паросодержание всегда возрастает по ;ей длине канала с ростом р. Эффект влияния массовой скорости эстаточно ярко выражен в тех режимах, где возможно существование РТЭЛ и ДР. Очевидно, что количественно зависимость а от g будет азличной для каждого из этих режимов. Отмеченный выше характер змснения Tw=f(z) (с минимумом) дал возможность на основе опытных анных получить зависимость для определения границы перехода от РРТЭЛ ДР. Так как в настоящее время определяющие критерии при получении эаниц перехода от режима к режиму в закрученных кипящих потоках не зляются общепринятыми, зависимость для длины перехода Ln была элучена на основе анализа размерностей. Представляя L„ как функцию арамстров g, d, s, г ( r-скрытая теплота парообразования) , была элучена критерильнад зависимость вида

1=0,5 Во-»-« (s/d) <>.з, (1)

ie Г=1,„/<1, Bo=q„/(rg).

1исно Во изменялось от0,29 хЮ -3до 3,197х 10 -3; s/d от 3 до 8,5. озможность установления границы смены режимов позволила провести эобщение опытных данных для каждого из них в отдельности. В работе редставлен параграф, в котором обосновывается выбор числа подобия, гражающего влияние массовой силы на теплоотдачу при кипении с !круткой. В качестве такого числа подобия предлагается использовать лея о Архимеда (Аг) , а не число Грасгофа( Gr), как это сделано в работах

Берглеса А.Е. (1971), Лгравала (1986) и др.

Перечень критериев подобия в правой части уравнений подобия да каждого из режимов был составлен с учетом имеющихся исследовани теплоотдачи однородных закрученных потоков (Щукин В.К. - 1980 криогенных кипящих потоков в прямых трубах (Калинин Э.К., Дрейце Г.А.. Ярхо С.А. - 1993, Клименко В.В. и др. - 1987) и закрученных кипящн потоков (Агравал и др. - 1986, Берглес А.Е. и др. - 1971, Дженсен и др 1986). В общем виде критериальная зависимость можт быть представлен так:

1Чп=1{Не,Рг,Аг, Т, Во, (1- х )/х 1 . (2)

С учетом большого числа влияющих параметров при обобщении был определено лишь влияние закрутки на процесс теплообмена кипящег закрученного потока азота (в форме числа Аг ). Показатели степени пр других числах подобия брались как для теплоотдачи в прямых трубах. Для РРТЭЛ критериальная зависимость имеет вид N011=0,03 х10 -^е, Рг „«•« Т «»Аг о0-375, (3)

Ке„=(1,63...40)х10<, ч*=45,8-215,1 кВт/м* , а для дисперсного режима зависимость имеет вид 1Чц=0Д9Ке.«¿РтЛ0 Т«'•«Во,Аг(4) Ке„=(4,5... 65)х104, 12...215,1 кВт/мг.

Итоговый график обобщения опытных данных для ДР представлен на рис. В зависимостях(2),(3) и (4) N«1, ,Яец ,Рг0 ,Аг„-чисяа Нуссельта, Рейнольде Пралдтля, Архимеда для пара при температуре Т, ; Г=Т/ГИ; х - массов< паросодержание; Во,=Во (1-х)/х; число Ке„ рассчитывается по скоросп смеси.

В дальнейшем температурные поля и зависимость (1) использовались дэ идентификации математической модели.

В главе так же излагаются результаты экспериментального исследован! теплообмена и гидравлического сопротивления в плоском канале односторонним закритическим вдувом в отсутствии самостоятельно! центрального потока. Исследование выполнено с целью уточнен! математической модели для РРТЭЛ в части оценки характера тепловых гидравлических процессов, имеющих место в паровом зазоре под пленк< испаряющейся жидкости. При испарении пленки возникают нормальные поверхности испарения потоки пара, которые при закритическом вду могут пронизывать весь зазор и создавать дополнительный перенос теп. конвекцией. Течение пара в этом случае имеет достаточно сложш характер.

Приведено описание установки, методика получения и обработки опыли данных. Испарение с поверхности пленки жидкости моделируется вдув« воздуха через пористую пластину. Так как отношение величины зазора диаметру канала( в расчетах по математической модели) мало, то экспериментах моделировалось не криволинейное, а плоское течение. Бы.

шолнены опыты для двух значений высоты зазора h= I и 2 мм, плотность ггока массы вдуваемого воздуха изменялась в диапозоне 0,23... 0,73 кг/(м^ I (при испарении пленки жидкого азота в РРТЭЛ величина плотности ггока массы с поверхности составляла 0,25... 1,25 кг/(м 2с)); величина q„ менялась от 19 до 40 кВт/и 2, параметр b=(pw0)/(pw„) изменялся в :апазоне от 0,11 до 0,277 (pw9 . плотность потока массы вдуваемого здуха, pw„ -плотность потока массы сформировавшегося центрального пока). Тепловой поток q» подводился к непроницаемой поверхности, пение и теплообмен в модельном канале имеет свои особенности: 1) поток оль канала формируется только за счет вдуваемого воздуха и нарастает по ре удаления от начала канала ; 2) при закритическом вдуве около 1верхности вдува отсутствует пограничный слой, а на противоположной ороне пограничный слой может образовываться, но он, по-видимому, зрушается потоком вдуваемого воздуха; 3) при Ь< 0,02 формируется (Граничный слой на проницаемой поверхностней проявляются защитные ойства вдува.

5ший тепловой поток оценивался по выражению Я„=Я,,ф(Т1-Т2)Л1 . гдеХ^, -фективный коэффициент теплопроводности, Tt , Т2 - температуры оницаемой и непроницаемой поверхностей. На рис.3 представлена висимость X - Х^Х = f(l) для различных плотностей потока массы уваемого воздуха. На графиках очевидны два режима течения ( X меняется с минимумом), левая ветвь соответствует закритическим вдувам > 0,02). Уменьшение относительного коэффициента теплопроводности с стом (pw0) связано , по-видимому, с интенсивным уносом тепла фмируюхцимся центральным потоком, скорость которого непрерывно растает по длине канала. Увеличение в несколько раз относительно X ъясняется интенсифицирующим воздействием вдува на процесс гшообмена (к молекулярному процессу передачи тепла добавляется нвеюивный процесс переноса от непроницаемой стенки к пористой). 5общение экспериметальных данных выполнено в виде X =f(b) ( рис.4). % экспериментальных точек с отклонением 30% обобщаются висимостью Х=20Ь°-*(*).Были исследованы и гидравлические рактеристики течения в таком канале. Суммарные потери давления в этом учае складываются из потерь на трение, ускорение и перестройку потока. >авнение полученных значений коэффициента гидравлического противления с результатами расчета по зависимости |=64/Re показало, о наблюдается существенное повышение гидравлического сопротивления ¡акритической по вдуву области. Эти результаты находятся в соответствии энными по теплоотдаче, изложенными выше. Обобщающая зависимость teer вид % =18*10 6 Re2J5(*») .Она получена для относительной длины 1/Ь от до 100. В главе представлены данные по оценке погрешности. спериментальных исследований.

гретьей главе представлена математическая модель кипения закрученного

потока криоагента для пузырькового и пленочного режимов при q„—сош Для пленочного режима кипения представлена физико-математическ: модель при расслоенном режиме течения с эффектом Лейденфроста. В зависимости от условий на входе в канал возможно существоваш следующих режимов теплообмена: конвективный теплоперенос, режи пузырькового кипения и пленочное кипение в расслоенном режиме теченш Расчетные соотношения для модели первых двух режимов базируются i известных зависимостях теплообмена и гидравлического сопротивления каналах с закруткой (Щукин В.К. - 1980) и пузырьковым кипение жидкостей (методика Кутателадзе С.С. и Лабунцова Д.А.). Оцеш величины qnp велась по зависимости Кутателадзе С.С. (обоснован! применимости этой зависимости к закрученным потокам приводится диссертации и будет кратко представлено ниже).Выполненные расчеты использованием данной методики для случая недогрева жидкости в 2... 3 К интенсивных тепловых нагрузках показали, что протяженность канал занятого этими режимами, не превышала внутреннего диаметра канала ' Анализ литературных данных о процессах течения и теплообме* закрученного потока жидкости позволяет представить процесс кипения закризисной области как совокупность следующих режимов: 1) расслоеннь; режим возникает под действием центробежных сил при отбрасываю) объемов жидкости к поверхности нагрева. При этом жидкость отделена с поверхности нагрева слоем пара, который, пронизывая жидкость, выходит центральный поток;

2) расслоенный режим течения с эффектом Лейденфроста реализуется пр движении жидкости вдоль поверхности нагрева слоем толщиной подковообразной формы. Жидкость отделена от поверхности нагрег паровым зазором толщиной h (рис. 5 ), через который она получает теш от стенки, а перегретый пар вдоль поверхности трубы вы ко дат пространство над жидкой пленкой;

3) дисперсный режим возникает при движении жидкости вдоль поверхност нагрева в виде мелких капель, испаряющихся в режиме Лейденфроста. При построении модели чисто расслоенного течения считается, что ве< образующийся в паровом зазоре пар перемещается в осевом направлении, его скорость равна скорости осевого движения жидкости. Величина зазора определяется в предположении, что все подведенное от стснки тепло ид< только на испарение. Перенос тепла в зазоре к поверхности жидкост рассчитывается по эффективной теплопроводности. Температура пара зазоре равна (Tw + Т»)/2 . Скорость жидкости определяется из равенсп количества движения импульсу силы. Потери давления рассчитываются кг потери, обусловленные вязким трением, влиянием массовой силы изменением количества движения в потоке. Так как при интенсивна тепловых нагрузках большая часть канала занята РРТЭЛ и ДР, и так кг именно для них предложены новые физико- математеческие подходы, то дальнейшем эти режимы рассмотрены более подробно. Представлен

■W

(отношения для основных параметров парожидкостного потока в этих жимах.

одтвердить существование РР1ЭЛ можно, получив соответствующие (ачения температуры поверхности и рассчитав возможную длину пленки идкости, а также сравнив данные расчета по модели с имеющимися :спериментальными результатами. Физическая модель РРТЭЛ предложена I основе анализа температурных полей Т» , имеющихся опытных данных у азоту автора и Берглеса А.Е., данных по визуальному наблюдению при тении воды (Каменщиков Ф.Т. и др. 1984 ), экспериментальных данных з вращающимся каналам (Жуков В.М. и др. 1988) и данных Банкофа 991).

математической модели РРТЭЛ приняты следующие основные допущения: | температура пара в зазоре равна (Т*+ Т,)/ 2 ;2) высота парового зазора =сош*;3) толщина жидкой пленки по окружности 5=сопг4; 4) пар выходит > под пленки жидкости в обе стороны в окружном направлении; 5) 1р о выделение с поверхности пленки равномерное; 6) температура идкости равна температуре насыщения; 7) влияние вторичных течений эоявляется только в центральном потоке; 8) отсутствует капельный унос идкости с поверхности пленки.

математической модели расчет ведется по участкам (расчетным гементам) Лг в направлении от входа в трубу к выходу и предполагается, го для расчета (п+1)-го участка параметры на участке и должны быть шесшы.В РРТЭЛ бурное парообразование с поверхности пленки идкости приводит к оттеснению ее от поверхности нагрева. Избыточное 1вление, создаваемое инерционной массовой силой Р* и силой эверхностного натяжения Р0 , уравновешивается избыточным давлением ара под пленкой жидкости, которое расходуется на преодоление сил >ения IV ускорение(Р,«)парового потока и его перестройку, и является лочником перемещения пара под пленкой в окружном направлении, аким образом, гарантией существования РРТЭЛ будет, очевидно, наличие ;лоиий, препятствующих выходу пара через слой жидкости, а также задиента давления, побуждающего пар перемешаться вдоль поверхности ненки в сторону скрученной ленты. Сказанное записывается в форме ^равенства

ж +Р0>Р17,+ Р,ск, (5)

де Р*=р']5, Р7? !Д,(р\ \v2J8).

1ск=р\ где у>*11 - средняя по длине скорость движения (истечения)

ара в зазоре;Ь- длина парового зазора; Аж - эквивалентный диаметр. Из ^отношения (5 ) в случае выполнения равенства была определена длина ути 1лгред, при которой РРТЭЛ еще возможен. Как показали расчеты, для аювий экспериментов Ьпр« значительно превосходит путь, проходимый аром при движении между поверхностью пленки жидкости и стенкой знала.

4-Г

Скорость истечения пара из под слоя жидкости и высота парового зазо| Одно из центральных мест в модели РРЧЭЛ занимает определение скорое истечения (мг»), т.к. теплоперенос через слой пара от стенки зависит высоты парового зазора Ь, определяемого скоростью истечения (те*). В общем случае сила прижатия пленки жидкости к поверхности нагре определяется не только давлением самой пленки Рж, но и давлением стороны центрального парового потока Р„.. Избыточное давление пара п слоем жидкости ЛР=р\ ч',2/2 . Действительная скорость истечения (у будет отличаться от средней на величину коэффициента истечения К (1У||=К При выполнении допущения (5) и с учетом пропорциональное потерь давления на трение и ускорение кубу и квадрату длин соответственно, принимается, что потери напора сосредоточены выходном сечении канала, образованного поверхностью пленки жидкости стенкой. В общем виде скорость «« равна

р'/ [р'Ч(си2-Ь-Ш)1+<*.' (6)

Согласно физической модели испарения баланс тепла на любом расчегнс участке протяженностью Аг записывается:

(7)

Здесь О*™* - тепловой поток, пошедший на испарение с поверхности плеш жидкости, обращенной в паровой зазор; Ол*Р». - тепловой поток, пошедтш на перегрев пара в зазоре. Они описываются выражениями вида д»^=2ЬЛ2«р\ср(Т„ - Т,)/2, (8)

О"™, =апл1(Т» - Т,)/2] = МХ[(Т* - Т,)/Ь ]Рпл . (9)

Отсюда окончательное выражение для определения величины зазора запишется:

Ч*= [2М^Ь+(4Ыл(1м )р\с„«»](Т,-Т, )Ч , (10)

где М- коэффициент, отражающий отличие процесса тсплопереноса зазоре от молекулярной теплопроводности. Из выражения (10 ) видно, ч фактически Т* определяет величину Ь, которая обеспечивает конкретную ' и интенсивность теплообмена. Коэффициент М в области закритичесю вдувов в зазоре определяется как Х^ф/Х.» а Хэф по зависимостаС). Щ докритических вдувах

Хн,=2угЯ/[1+1/угу3], (11)

где 71 - учитывает перестройку профиля в ламинарном пограничном слое; - учитывает влияние вдува;уз - учитывает влияние волнообразования 1 поверхности слоя жидкости. Значение величены Хэф по всей длине п< пленкой жидкости определяется усреднением, по этому значению находится М. При найденном значении М температура стенки определяет формулой

т„=т. + члмт). (12)

Паросодержание.Одни м из важных параметров парожидкосшого пото!

п

зляется паросодержание, определяемое одной из формул:

> х=Са/(С,+Сж); (13) ) истинное Хип=(1+С,к\у1С,пУ)л . (14) асход жидкости и пара в сечении (п+ 1) определяются:

С- €,в+1 ; Сп0+1=С»а +АСП + Л ввл , (15)

1е в - расход смеси.

асход пара, образующегося при испарении с поверхности пленки, брагценной к стенке определяется формулой

СюЯхймА ъ Ч./2[Н-0,5ср(Т,гТ,)] , (16)

с поверхности .обращенной к ленте,

= 0«»д./г . (17)

епловой поток, передаваемый к пленке жидкости со стороны ленты, пределяется:

>"п* = <Хп«(Тв-Т.)Р1и1л., (18)

Кпд*- площадь пленки, обращенной к ленте, Овм. - коэффициент ;плоотдачи от закрученного парового потока к поверхности пленки идкости с учетом вдува. По величине из соотношения (13) находится

емпература пара на выходе из расчетного участка Аг определяется из равнения баланса:

»+1«сРТв+1.=С.»СрТ», + ЛСю.ср1 (Т„ - Т,)/2 + Авм. сР Т.». (19)

предсяяются геометрические характеристики пленки жидкости.

пая расходы и геометрические размеры пленки, можно определить осевую

полную скорость пара.

,»м=С1*«/(Рв'+1р.) , (20)

п+1= те^/сов <р. (21)

аэенство изменения количества движения импульсу силы позволяет лределить скорости движения жидкого слоя:

0>1ж=У° Х+(Рм+РТ-Рн«Р)/С»+1Ж , (22)

ю Р,я - сила, приложенная к поверхности пленки жидкости, обращенной к сила, приложенная к поверхности жидкости, обращенной к генке; Рт - сила, действующая на торцовую поверхность пленки. Зная сорости, по (14) находим Хмо-.

ядравлическое сопротнвлепне и расчет коэффициента истечения К.

уммарные потери давления в РРТЭЛ на участке Аг оцениваются по сражению:

Р=АР,Т +АРуос + ДР%. (23)

1есь ДРп>, = д раЛг - потери, связанные с воздействием' гравитационной шы на центральный паровой поток.

оставляющие потерь давления определяются по известным скоростям пара жидкости, а также толщине слоя жидкости. Центральный паровой канал эжно рассматривать как канал, образованный двумя поверхностями, одна

> которых неподвижна, а другая - поверхность движущейся пленки

жидкости. Принимая по внимание то, что ЛРтр - это работа сип трени отнесенная к единице объема, ее можно усреднить с учетом площаде которые это трение создают: площадь ляпы Р„ и площадь шгутрешк ПОВерХНОСТИ ПЛеНКИ ЖИДКОСТИ Рол.

АРтр= (АРлп,Рл+АРмт}1Кол)/(Ря+Р11л), (24)

где каждая из величин АР*тр и ЛР"% определяются с учетом обтекаю когафешой поверхности. Исходя из постоянства суммы кинетической потенциальной энергии парового потока на единицу массы в сечениях п п+1 можно записать

ДРГ«=Р' - {С»а/С»+1„(Р-/р-.+(«»ж)¥2+(«%)2/21 - (1**',)2/2 - . (25)

Давление в выходном сечении участка Аг определится как ра+1=р» - Ар. Г этому давлению в каждом сечении определяется температура насыщения степень термической неравновесности потока (Тв/Т,). Расчет величины коэффициента истечения К производился следуюц» образом: при произвольно заданной на первом шаге величине К (К= определялись потери на трение в паровом канале протяженностью Ь п! пленкой. В сечениях с закритическим вдувом коэффициент гидравлическо сопротивления % определялся формулой (*й). На участке канала, где Ь<0, перепад давления, обусловленный трением, определялся по касательнь напряжениям на двух поверхностях: испаряющейся поверхности сл жидкости и поверхности канала. Общий перепад под слоем жидкое определялся как сумма потерь давления на закритическом и докритическ( участках. По нему определялось новое значение \ум и новое значен коэффициента истечения К. Итерации прекращались при соблюден! заданной точности.

Результаты расчета. Исходными данными для расчета являются: расх криоагента, ч*, ры, массовое паросодержание, Тж, геометрическ характеристики трубы - в гя и Мт. Были обсчитаны все эксперимен' автора и Берглеса А.Е. Результаты сопоставления для ряда эксперимент представлены на рис. 6. Как видно из графиков, модель дг удовлетворительное согласование с экспериментом.

В четвертой главе представлена математическая модель дисперсного режи течения закрученной криогенной жидкости при эакризисном кипет Модель относится к кипению с эффектом Лейденфроста, при котором меж частицами жидкости и поверхностью нагрева имеется паровой зазор, образовавшийся под частицей пар выходит из зазора, обтекая частицу (рис.7).

В математической модели дисперсного режима приняты следуют основные допущения: 1) Капли жидкости не коагулируют и не дробят Движение частиц в пристенной зоне однорядное; 2) Форма кап« принимается в виде полусферы диаметром «К, обращенной сферическ поверхностью к оси трубы, а плоской поверхностью - к стенке тру£ Предполагается постоянство толщины парового зазора в предел;

4А

асчешого элемента Лх; 3) Для одного расчетного элемента размер капель динако» (двухфазный монодисперсный поток); 4) Принято равномерное определение инерционной массовой силы по радиусу капли (в плоскости, араллельной стенке). Средняя толщина жидкого объема в этом случае =(Ш. Так как форма капли отлична от цилиндрической, то инерционная ассовая сила, действующая на каплю, переменна по радиусу . Однако, нерционная сила учитывается только при определении Ь, когда форма оверхности частицы, обращенной к скрученной ленте не имеет значения; ) Распределение скоростей в пограничном слое принимается таким же, как ля прямой трубы; 6) Предполагается, что основными силами, которые читываготся при расчете траектории частицы, являются сила эродинамического сопротивления, инерционная массовая сила и сила, бусловленная градиентом давления в газовой среде (сила Магнуса, грмофореза, сила, обусловленная турбулентными пульсациями и др., читаются пренебрежимо малыми ); 7) Не учитывается влияние гесненности движения капель в пристенном слое; 8) Теплофизические зойства жидкости и пара в зазоре, а также пара в ядре потока считаются еизменными в пределах расчетного участка. Температура жидкости равна ;мпературе насыщения.

'оотношенип для расчета высоты парового зазора к температуры стенки.

[нтенсивность процесса теплообмена и испарения в условиях дисперсного ежима в закризисной области будет определять величина парового зазора ежду частицей жидкости и теплопередающей стенкой. В математической одели высота этого парового зазора Ь и температура стенки канала Тя пределяются на основе теплового баланса для элемента арогенерирующего канала Лг:

+ Оп,Рз.+ О» , (26)

№ о, - тепловой поток, подводимый от стенки ¡О"",. - тепловой поток на спарение с поверхности капель, обращенной к стенке трубы; О"*!"!. -М1Л0В0Й поток, затраченный на перегрев пара в зазоре; (£« - тепловой аток, передаваемый от стенки к паровому потоку на участках стенки, не шягых каплями.

I предположении ламинарного течения пара в зазоре тепловой поток О"™», общем случае, можно записать в виде

1ИШ1.-МТ--Т,)Гг/Ь=^)фДТГгЛ1. (27)

хесь Гг- площадь поверхности стенки трубы, занятая каплями; I —Т* -Т«.С другой стороны,

«ЧядСлГ, (28)

1е ЛСог =к.чр"^1(Я<М1; к, - число капель на расчетном учаспсе; \ун - скорость лечения пара из-под капли жидкости.

На основе этих зависимостей и получена система уравнений для 1ределения Т„ и Ь

Г=[Ч.+а„АТс(1- !)И( **/ЬК+2р\*г.с,^(Ш,)Г+а„(1-0], (29)

где Р=ЬКщ; сР * - удельная теплоемкость пара в зазоре; а„

коэффициент теплоотдачи от стенки к пару на участках, не заняты: каплями; ДТ^Тг-Т* Т. - температура пара в центральном паровом потоке.

При расчете величины а» необходимо учитывать совместное влияни закрутки потока и воздействия капель на пристенную зону. Совместно проявление этих факторов может привести как к интенсификации, так и ] снижению эффективности теплоотдачи .Наряду с этим наблюдается вду: пара из-под частиц жидкости, который приводит к уменыненик коэффициента теплоотдачи а». Поэтому величина сь в общем вид рассчитывается по формуле ао=аасе«смке, .Здесь а„° - коэффициен' теплоотдачи к однофазному незакрученному потоку пара; е«- поправка н; вдув пара из-под капель ; Смкр. поправка на закрутку потока; еч - попразк. на присутствие капель в пристенной зоне.

Экспериментальные данные, позволяющие численно оценить совместно влияние указанных факторов, автору не известны. При учете взаимноп влияния факторов в сложных условиях простое их перемножение н означает аддитивного воздействия возмущений. Кроме того, вычисления т модели с учетом интенсификации за счет закрутки потока показал] значительное отклонение расчетной кривой Т*(г) от экспериментальны данных. Поэтому расчеты проводились в предположении, что е^срС, = 1. Тепловой поток, полученный каплями от перегретого пара со стороны ос; трубы, определяется следующим соотношением:

0-спд=к^Т.-Т.)я<1У2 . (3!)

Коэффициент теплоотдачи парового потока к капле а, определяется п уравнению Дрейка:

N«¿=2 + 0,459 Лс,« '5РгО « , (32)

где N0, и Яе, рассчитываются по диаметру жидкой частицы. Дополнительные расходы пара, образующиеся на участке трубы длиной Д; определяются подведенным к каплям теплом :

АС^О}™^ (33

Л 0.3. =0"£П1/г. (34

Новый расход пара (в следующем сечении (п+1))

+АСп1. . (35

Здесь С»п - расход пара в сечении п.

По известной температуре пара Т0" на п-м участке температура пара Тпа+1 н (п+1)-м участке определяется из баланса энтальпий : С<.СрТ«в+АСол.СрТ,+ДС .1.срэ.(Тя-Т,)/2+ап(Тя-Тп)(Гж-Гг)+0л=Св»+1СрТ»+1п, (3( где <}я - тепловой поток, переданный пару от скрученной ленты; Ср удельная теплоемкость пара в ядре потока.

Расчет скорости и изменения давления по длине канала. Изменение скорост капли при прохождении участка Лг определяется рядом сил, действующи

и

ш жидкую частицу и закрученном потоке. Это массовые силы, сила йродинамического взаимодействия капли с потоком пара Рс (со стороны, >бращенной к ленте), сила Р%, действующая на каплю со стороны, >бращенной к стенке трубы, сила Рд, обусловленная градиентом давления в 1аровой среде. Инерционная массовая сила, обусловленная вращением ютока, направлена перпендикулярно вектору скорости частицы и, ледовательно, не влияет на ускорение капли в направлении вектора ее жор ости. Массовая сила гравитации оказывает влияние на ускорение кидкой частицы в том случае, если расположение рабочего участка в фострансгве отлично от горизонтального. Для вертикальной трубы сила равитации

»гр=р'еяАЗ/12 (37)

Сила Рс для полусферической капли рассчитывается как половина силы, готорая действовала бы на сферическую частицу в потоке пара, по формуле

l/4crfEp" (wh - v)J . (38)

> —

с

1десь f„ = xd»2 7 8 - площадь миделя жидкой частицы; сг - коэффициент «противления жидкой частицы. Скорость m представляет собой скорость [арового потока на расстоянии h +5 / 2 от стенки и определяется по юрмулам для распределения скоростей в пограничном слое в прямых рубах в зависимости от режима течения. Коэффициент аэродинамического «противления капель рассчитывался по зависимости f=21,12/Re,+6,3/Re05,+0^5 . (39)

Го стороны, обращенной к стенке трубы, на жидкую каплю действует сила *%., которая определяется соотношением

Рх =т„*<1.2 / 4 , (40)

де т„ - среднее касательное напряжение в зазоре. В первом приближении гринято

г„=ц"т/Ь. (41)

¡десь р" - динамический коэффициент вязкости пара в зазоре.

1а каплю действует также сила, обусловленная градиентом давления в

[аровой среде, которая определяется выражением

Pj=Ap'wdai/8, (42)

де Ар' - перепад давления в направлении движения

ip' =Др djAz . (43)

¡десь Ар - перепад давления на расчетном участке Az.

Io второму закону Ньютона ускорение капли пропорционально |авнодействующей сил

[V1 - V) /Ах= (Рс+Рд-Рг-Ргр coscp) /т.. (44)

¡десь Та и т"*1 - скорость капель в сечении п и (п+1) соответственно ; is=p'jid,3 / 12 - масса капли; Ax =Az/(v" cos <р)- время, за которое жидкая астица преодолевает расстояние Az ; <р - угол закрутки. Отсюда пределяется скоросп. капли в сечении (п+1).

i7

Математическая модель позволяет рассчитать изменение давления по длине канала. Перепад давления на участке Az определяется по формуле Лр =Ар,« +Арь +Лргр , (45)

где Apjcx - перепад, обусловленный ускорением парового потока; Арь =Aptp +Др, - перепад, связанный с работой, совершаемой паром на участке Az на преодоление сил гравитации и на перемещение капель; Ajbj, - потери на трение.

Величина ApjCX рассчитывается по формуле

Лруск =p"(wlB+1 - w2") / 2 . (46) Величины Арь и Артр - отнесены к единице объема. Работа совершается паром на преодоление сил гравитации и на перемещение капель Арь = Лрп> + Ар,, (47) Apn, = p"gAz, (48) Ар,=К^Рс - Р,. -P^os<p)cos(p/(itdW 8). (49) Потери на трение Арп> обусловлены трением пара о стенки канала, образованного стенками трубы и поверхностью скрученной ленты. Изменение массы и диаметра капли. Подсчитав, сколько тепла капля получает от обтекающего парового потока и со стороны стенки, можно вычислить изменение ее массы. По изменению массы капли определяется ее диаметр в сечении (п+1) по формуле_

ds»+i=3V(d°,)3-12(Q»tnJL-Q,cn3.)Az/xrp'v cosqjk,,' (50)

где d," - диаметр капли в сечении п.

Важным моментом в расчете дисперсного режима является выбор начального диаметра капель d,°, образующихся после распада жидкой пленки. Его определение в математической модели осуществлено следующим образом. Для начала движения капель, подверженных динамическому воздействию парового потока, записывается число Вебера We = p"d,°(w-v)/c.

Необходимо отметить, что в отличие от числа Вебера, используемого обычно при оценке условий распада струй и жидких капель, здесь в качестве определяющего размера фигурирует не характерный размер жидкого объема до распада, а условный диаметр капли после распада жидкой пленки. Величины w и v представляют собой проекцию среднерасходной скорости пара на направление движения и скорость жидкости после распада жидкого слоя.

Как показали расчеты по модели и их сопоставление с опытными данными для испарения закрученного дисперсного потока азота, начальное значение числа Вебера, при котором наблюдается максимальное совпадение расчета с экспериментом, равно 10. Эта величина и служит для определения d,°. Определение скорости истечения пара из-иод капли .Система уравнений для Тя и Ь решается, если известна величина скорости истечения пара из-под капли жидкости w«. В математичекой модели были использованы два

способа для определения этой скорости. Первый способ основан на балансе сил, дейешующих на жидкий объем в направлении, перпендикулярном стенке.

На частицу действует инерционная массовая сила, прижимающая ее к стенке. С другой стороны, эта сила уравновешивается избыточным давлением пара в зазоре по сравнению с центральным паровым каналом. Из этого баланса скорость определяется следующим образом :

=К(2/Зр'<1,{/р")ш . (51)

Величина К подбиралась на основе опытных данных. Как показали расчеты, величина К не является универсальной константой и зависит от условий движения и теплообмена. В отличие от расслоенного , в дисперсном режиме путь пара под каплей невелик, и, более того, большое влияние на истечение пара из-под капли оказывает перемещение самой капли вдоль поверхности нагрева. Кроме того, использование данного способа определения Wl не дает совпадения расчетных и экспериментальных данных по температуре стенки по длине канала. Таким образом, в случае дисперсного режима течения жидкой фазы данный способ определения скорости истечения не является подходящим.

Другой способ расчета скорости «м состоит, в следующем. Из опытных данных определяется характер изменения скорости истечения по длине канала. Как показал анализ экспериментальных данных, полученных при кипении закрученного криогенного потока в дисперсном режиме, скорость истечения по длине трубы линейно уменьшается. Таким образом, при расчете испарения принималась линейная зависимость для скорости уг* по координате.

Начальное значение вычисляется по начальной температуре стенки, которая определяется по данным расчета предшествующего режима. Вторая точка, необходимая для построения линейной зависимости, определяется из условия, что при полном испарении тг» = 0. Длина участка трубы 1* ¡1, на котором реализуется полное испарение, в первом приближении оценивается по подведенному от стенки теплу без учета перегрева пара. Определенное таким образом значение длины является приближенным. Оно может быть уточнено последующими интерполяциями. Так как при у/ж = 0 капли полностью испаряются и модель перестает работать, принято, чгго при достижении величиной те» значения 0,05 от начальной скорости истечения, «V, принимается постоянной по длине канала. Линейная зависимость для скорости истечения имеет вид «г. = 1г,в[1-пАг/(кг г»)], (52)

где ууо«- скорость истечения в начальном сечении; и - номер расчетного участка; 1л.н — 2 Схг/ ^ *я<1); в - массовый расход парожидкосгаой смеси; 2° -начальная координата дисперсного режима.

Результаты расчетов. Исходными данными для расчета являются величины температуры стенки Т„° и давления р° в начале дисперсного режима,

'¡О

величина проекции среднерасходной скорости пара на направление движения * и скорость жидкости V, величины х и Т0, которые должны быть известны из результатов расчета РРТЭЛ, предшествующего дисперсному Результаты расчетов по математической модели сопоставлялись с данными экспериментов автора и Берглеса. На рис.8-10 приведены результаты расчета по математической модели для одного из экспериментов: плотность потока массы через канал д= 523,44 кг/(м2с), плотность теплового потока от стенки (^=203,6 кВт/м2, давление на входе в трубу р» = 3,94 х105 Па Эффективный коэффициент теплопроводности в паровом зазоре, как показали расчеты, близок к коэффициенту молекулярной теплопроводности пара, т.е. Я. На рис.8 представлено сравнение результатов расчета с экспериментом по температуре стенки. Графики расчетных значений температуры стенки (линии 1-3) приведены для трех значений начальногс диаметра капель, которым соответствуют различные числа \Уе. Как видно из графиков, математическая модель дает удовлетворительное согласование результатов расчета с экспериментом по температуре стенки для дисперсного режима при \Уе = 10. Расчетная оценка средней величины начального диаметра частиц, выполненная по известным зависимостям , предложенным для дисперсных режимов в прямых трубах ( распределение по размерам Нукиямы-Танасавы - Р*=4<Ге-м", где <Р=2еШо текущий диаметр; резонансная модель дробления Зудина Ю.Б.- <Шш= Не'-'АУе0-6, где Ие и \Уе подсчитаны по параметрам парового патока) показала,чте значения получаются одного порядка , а наилучшее совпадение с опытом дает расчет по \Уе=10. На рис.9 представлено изменение массового паросодержания х по длине трубы, рассчитанное по математической модели . На графике приведена также зависимость для паросодержания х„ рассчитанного по подведенному теплу без учета затрат на перегрев пара Как видно из рисунка, учет перегрева пара приводит к заметному сниженик паросодержания. На рис.9 представлена также температура пара в ядре потока Т» и температура насыщения Т,. Как видно из графика, температура пара по длине канала возрастает и значительно отличается от Т,. На рис. 1С приведены величины тепловых потоков Он, О*"3'* и 0"шд в процентном отношении к подведенному ог стенки тепловому потоку О* . Как показали расчеты, доля тепла на испарение капель со стороны, обращенной к стенке трубы, и доля тепла на перегрев пара в зазоре примерно одинаковы. Таким образом, при расчете процесса теплопереноса через паровой зазор необходимо учитывать тепло, затраченное на перегрев пара в паровом зазоре. Математическая модель позволяет выявить зависимосп интенсивности испарения от плотности подводимого теплового потока плотности потока массы через канал и других параметров, а также долк тепла, идущего на перегрев пара. Как показали расчеты, величиш теплового потока на перегрев пара для исследованных условий составляет от 20 до 40 % от теплового потока, подведенного от стенки

Удовлетворительное согласование по значениям температуры стенки юлучено и для данных работы Керглеса. Расчеты по математической юдели дают возможность проследить изменение давления по длине канйла ', ю так как в экспериментах (глава 2) известно только давление входа" "и" ыхода, то здесь представлено сравнение по срабатываемому перепаду Ар. {ля ряда экспериментов они имеют следующие значения (таблица!).

Таблица 1

№ Дрэ, Арр, 8%

экс. ю5Па ю5Па

21 0,68 0,56 17,6

28 1,09 0,8 26

30 0,7 0,6 14,3

32 0,4 0,31 22,5

33 0,3 0,33 10

I главе на основе экспериментальных данных по кипению жидкого азота в рубе с закруткой и результатов расчета по математической модели [оказано, что предложенные ранее Кутателадзе С.С. зависимлосги для (асчета , числа подобия, характеризующие локальную устойчивость азожидкостной системы, и ряд других зависимостей и параметров, могут !ыть применены и при кипении криогенной жидкости с закруткой в рамках идродинамического подхода для закризисной области кипения. Одними из [ервых работ, базирующихся на. гидродинамической теории , позволившей юлучить зависимости для расчета были работы Кугателадзе.С.С. > и 1убера.Аналитическая зависимость, предложенная Кутателадзе С.С., имеет

■ИД --■ ■ '-.и.

!*р= КпТУр"Ча Кр'-р")< - (53)

■де К,= 0.0145 [Рг(р7р")] "< ,а Ег= УЩ л/о^р'-р") ).

1ля потоков, в которых процесс кипения идет в полях массовых сил, можно [азвать ограниченное число работ, где предложены зависимости для , в :оторые в явном виде входит инерционное ускорение. Гак , Клименко В.В. и др. (1990), Веркин Б.И. и др. (1988) утверждают, что [адежные рекомендации по расчету Чкр в криогенных системах, по-¡идимому, отсутствуют. Это, безусловно, в первую очередь связано с 1граниченностъю экспериментальных данных, относящихся к криогенным

жидкостям. Более того, применительно к криогенным системам с искривленными линиями тока (змеевик, канал с закруткой потока) информация о q1ф еще более скудная. Поэтому для разработчика криогенных систем правомерен вопрос, в какой степени оправдано применение к ним зависимостей, полученных при изучении воды и органических жидкостей. Автором применительно к кипению жидкого азота в вертикальной трубе с закруткой на основе экспериментальных данных с привлечением математической модели проведена апробация с использованием зависимостей для ^кр , предложенных Кузмой-Кичтой Ю. А. и др. (1994), Болтенко Э.А. и др. (1993), Каметциковым Ф.Т. и др. (1984) и Кутателадзе С.С. Наилучшее совпадение экспериментальных данных в динамике изменения температуры стенки по длине канала дают расчеты по модели, в которой оценка закризисного кипения производилась с использованием зависимости для , предложенной Кутателадзе С.С..

Важное значение для практики получили исследования Кутателадзе С.С. и Боришанского В.М. по испарению жидкости на поверхности с температурой, превышающей температуру Лейденфросга , - испарение с эффектом Лейденфросга , или испарение в сфероидальном состоянии. С гидродинамической точки зрения рассчитать процесс возможно, если известна скорость истечения пара или коэффициент истечения К. По Кутателадзе С.С! для сфероида эта величина определяется из соотношения 0,9 = Ч 32К2. (54)

В случае вынужденного течения испаряющейся жидкости и , в частности, для течения с эффектом Лейденфросга значение величины К отличается от (54). Величина К будет иметь свое конкретное значение в каждом из режимов.

Петухов Б.С. показал, что в коротких каналах для жидкости с переменной вязкостью потери давления складываются из потерь на трение V перестройку потока- Ару/У2 , где А=1,12 - для труб, А=0,62 - для плоскогс канала.

Потери давления под пленкой жидкости или под сфероидом можно связать < потерями на истечение, т.к. в обоих случаях образующийся пар истекает из под слоя жидкости. Тогда можно записать для пленки жидкости (5Шж+А+1)р\ №,г/2=4Кр">. ^/2 . (55)

Если принять в первом приближении с учетом размера сфероида, что 1>/с1„ бесконечно мало в сравнении с каналом, то величина К (для плоскогс канала А=0,62) будет равна 0,155. Эта величина близка к значении коэффициента истечения, используемого Кутателадзе при испаренш сфероида.

Для пленки жидкоета и пара под ней в закрученном потоке истечени! происходит в криволинейном канале , поэтому, принимая среднее значена А из формулы (55), получим зависимость для коэффициента истечения вида К= ДО»+ 0,47. (56)

зким образом, минимальное значение величины К для расслоенного ■жима течения с эффектом Лейденфроста равно 0,47. Изменение по пениям величины К объясняется изменением ^=Г(Ке) и изменением высоты фового зазора.

го же касается дисперсного режима течения с эффектом Лейденфроста, то (есь пока не удалось получить сколько-нибудь удовлетворительного яультата в использовании коэффициента истечения вида (54) или (56). дентификация математической модели для этого режима течения с сспериментальными данными строилась на линейном характере изменения сорости истечения из-под капли по длине канала. Обратный пересчет !ачения К по известной скорости истечения дает величины на порядок еньше, чем известное значение К для сфероида. Не представляется >зможным связать аналитической зависимостью значение К с параметрами ара под каплями, аналогичной (56).

олученные результаты о коэффициенте истечения для вращающейся тенки жидкости дают возможность в рамках предложенной физико-атематической модели, базирующейся на подходах Кутателадзе С.С. и оришанского В.М. к испарению объема жидкости с эффектом ейденфроста, расширить знания о физике процесса в случае вынужденного ;чения. Однако, остается открытым вопрос о коэффициенте истечения в 1учае дисперсного режима с закруткой, когда капли имеют размер меньше мм.

асчет криогенного испарителя с использованием математической модели эебует знания не только режимов течения двухфазового потока, но и адежных данных по границе смены режимов. В настоящее время для осматриваемых режимов течения можно использовать эмпирическую шисимость вида (1).

езусловно, зависимость (1) требует проверки ее справедливости для других идкостей. Однако, применительно к закрученным кипящим потокам ругие зависимости автору неизвестны. Более того, вопросы, связанные с лхжчивостыо и разрушением вращающегося слоя жидкости при зухстороннем динамическом воздействии, изучены очень слабо, утателадзе С.С. был предложен один из критериев устойчивости зухфазового граничного слоя при кипении жидкости при больших <оростях течения. Он имеет вид К;=(р"'«')г/(р'у)1.

огласно подходу Кутателадзе С.С. при выводе Ку запишем выражение для оэффициента устойчивости применительно к потоку пара со стороны врученной ленты и паровому потоку со стороны греющей стенки: со стороны ленты

:*,=[р"(п-у)Чл/(р'у )2, (57)

со стороны греющей стенки

:ст7 =[р\ ( \VK-V,1 /( р'у )*. (58)

Очевидно, что при определенном соотношении величин Кл, и К",

происходит потеря устойчивости и развал жидкой пленки. Анализ выражения (5) и приведение его к безразмерному виду позволил получить функциональную зависимость We=f( WeK), а соотношение ыежду прижимающей инерционной массовой силой, действующей на пленку жидкости, и силой инерции пара со стороны греющей стенки дает безразмерный комплекс Sf

Sf=Sjp7(p"i у>\), (59)

здесь We=fip".|w-v|Vo и We0=6p\l w, -v,l1/а . Из выражения Ку и соотношения We/Wee следует, что справедливо равенство

КУК"^We/Wе»= We. , (60)

где в К*, и Ксту взяты относительные скорости.

Соотношение (60) подтверждает вывод Кутателадзе С.С. об общности выражения для величины Kj . Из (60) видно, что процесс разрушении определяется чисто гидродинамическими причинами , и что нет зависимости от рода жидкости.

При We»=I или Sf=I длина участка канала соответствует точке перехода от расслоенного режима с эффектом Лейденфроста к дисперсному рассчитанному по зависимости (1) (рис.11). Выполнение условия We«= 1 или Sf=l гидродинамически означает нарушение неравенства (5), чтс равнозначно разрушению жидкой пленки. Безразмерный комплекс \Ve, является гидродинамическим параметром и не зависит от рода жидкости i отличие от зависимости вида(1).

Подходы Кутателадзе С.С. к устойчивости газожидкостаой системы пру одностороннем динамическом воздействии, распространенные на условш вращающейся пленки жидкости с испарением при двухстороннеи динамическом воздействии , дают приемлемые для инженерных расчето! результаты (рис.6 , 8) по установлению границы перехода или разрушении пленки (из-за отсутствия падежных данных о переходной области последняя не учитывается при установлении границы перехода). Анализ полученных результатов дает основание считать, что н< современном уровне знаний о процессах кипения закрученных криогенны: потоков гидродинамическая теория отражает основные, наиболе существенные черты столь сложного процесса кипения. Безусловно, чт< получение надежных выводов потребует дальнейших (достаточно скудны: на сегодняшний день) экспериментальных (порой дорогостоящих) натурны: исследований на различных жидкостях.

В пятой главе рассмотрены вопросы влияния различных факторов н; процесс испарения закрученной жидкости .

Описанная выше физико-математическая модель отрабатывалась н имеющихся опытных данных по кипению азота в трубе с закруткой Однако, в общем случае она не привязана к какой-либо конкретно) жидкости. Поэтому был выполнен математический эксперимент по расчет

гъ

спарительной магистрали с различными теплоносителями. В качестве аковых были взяты фреоны 11-113 и К-12. Как правило, в технических строй ста ах для них характерны докризисные режимы, но в ряде случаев аварийные ситуации) возможен закризисный режим. Были проведены асчеты по влиянию р, ч», <1, которые показали, что в закризисных

ежимах при малых входных паросодержаниях (х< 0,02) реализовывался олько РРТЭЛ, и что паросодержание, в отличие от коэффициента еплоотдачи , слабее реагирует на изменение режимных параметров.Это одтверждает тот факт, что для фреопов не характерны закриэисные ежимы кипения, и то, что высокие тепловые нагрузки приводят к езкому увеличению термического сопротивления образующейся паровой рослойки, значительному росту температуры стенки (что и может вызвать азрушение канала), а малое входное паросодержание не обеспечивает остаточной интенсивности теплообмена со стороны скрученной ленты митрального потока). Численный эксперимент показал, что наибольшее лияние на процесс оказывает я/<1.

Разработанная математическая модель позволила в рамках предложенной изической картины течения провести анализ процесса теплообмена для РТЭЛ. В настоящее время , несмотря на сложную картину течения и гплообмена, коэффициент теплоотдачи от стенки к парожидкостному отоку большинство авторов определяют как отношение к разности гиператур IVТ, либо Т*-Тв (в любом режиме течения). Фактически эта оэффициэнты теплоотдачи есть некоторые эффективные. Однако ^отношение между тепловыми потоками , переданными от стенки и от ерегретого пара к пленке, неоднозначно и зависит от многих факторов, условиях же РРТЭЛ наблюдается теплоотдача от стенки к пару, от пара к ленке и от пара к пленке в центральном паровом потоке. Предлагаемая одель дает возможность оценки величин этих тепловых потоков. Расчеты оказали, что решающую роль в процессе испарения пленки играет гплоотдача от стенки к пару в паровом зазоре, а затем перегретый пар ыходит в центральный паровой поток и отдает тепло на испарение пленки, работе показано, что в настоящее время наши знания по таким течениям е позволяют получить универсальных расчетных зависимостей вида [ц=Г(Ие, Аг), не прибегая к расчету параметров парожидкосгного потока. |дной из таких трудностей является определение скорости истечения и ысоты парового зазора. Поэтому для инженерных расчетов при оценке зплоотдачи, в первом приближении могут бьггь использованы бобщающие экспериментальные зависимости вида (3) и (4). работе выполнены численные расчеты для азота при различных давлениях = 3.8 х105...106 Па и = 2... 4. Они показали,что чем интенсивнее закручен оток, тем большее количество жидкости возможно испарить на одной и эй же длине парогенерирующей трубы. Установлено,что в области ачальных ссчений канала,где реализуется РРТЭЛ, отличие в х невелико и гот режим течения менее эффективен, чем дисперсный. Рост интенсивности

закрутки приводит к уменьшению длины участка, занятого РРТЭЛ. 1 увеличением входного давления паросодержание возрастает, течени становится более устойчивым,а для РРТЭЛ это означает устойчивое: пленки и смещение перехода к дисперсному режиму вправо( Ь„ возрастает). Применяемые на практике испарители в большинстве имеют конвективны обогрев рабочей поверхности, когда тепловая нагрузка q,r переменна п длине канала. В главе излагается математическая модель расчет испарителя с закруткой при внешнем конвективном обогреве канал высокотемпературным поперечным потоком. Предложенная модель да« возможность проводить расчет испарителя в широком диапазоне изменени режимных и геометрических параметров. Основу модели составляе изложенная выше модель закризисного кипения в канале с закруткой

Ч-я-сом^

Развитие модели заключается в ее модернизации на случай конвективног обогрева. В качестве внешнего обогрева здесь рассмотрено обтекани поперечного пучка труб газовым или жидкосным потоком. При расчете не учитывались перетечки тепла вдоль оси трубы вследств* температурных градиентов. К исходным данным в этом случае добавляете коэффициент теплоотдачи со стороны горячего теплоносителя а, и а температура 'Гг. Для каждого элемента Ах выполняются операцш 1)3адается начальная температура стенки трубы Т*н (выбирается достаточн произвольно); 2) По известной Т»н определяется 4*1; 3) Делается пересч( температуры внутренней стенки трубы Т»; 4) Расчитываются параметр парожидкостного потока, уточняются значения Т*и и ч*. Циклы повторяются , пока разница между значениями Т™ в предыдущем текущем цикле не будет меньше заранее заданной величины. Расчет производились для случая обтекания пучка труб с внутренним диаметром 1 мм со вставкой в виде скрученной ленты с вМ=3 для нескольких комбинацн а« и Тг. Результаты расчетов представлены на рис. 12 . Видно , что пр интенсивном теплообмене с внешней стороны ( ан=200 Вт/(м2К существенно изменяется по длине канала, возрастает температур центрального парового потока, и интенсивнее идет процесс испарения. I] рис.12 линия 1 соответствует я*=сош(. Возможность получения с помощью созданной модели широкого круга л< кальных параметров может служить в дальнейшем исходным материале для оптимизации испарителей.

Выполненые автором экспериментальные исследования по кипени жидкого азота в трубе с закруткой и разработанная математическая моде; позволили произвести сравнительный анализ по теплоотдаче гидравлическому сопротивлению полученных результатов и данных дц прямых труб.В качестве данных по прямой трубе были использован результаты экспериментальных исследований , представленные в рабо-Дрейцера Г. А. и др.(1994). Сравнение выполнено для двух я»=67 кВт/м2

кВт/м2, 100 кг/(м2 с), яМ=2. Обнаружено значительное увеличение ¡плоотдачи в канале с закруткой. В начальных сечениях, когда количество идкости велико,это увеличение наибольшее. Далее , вниз по потоку, с эстом паросодержания и уменьшения диаметра капель это увеличение шоставимо с уровнем роста теплоотдачи закрученного однородного этока в сравнении с каналом без закрутки .В обоих каналах при этих 1раметрах реализовались, в основном, дисперсные режимы течения. В яульгате сравнительных расчетов потерь давления было установлено, что ри одинаковом перепаде давления длина испарительного канала с исруткой может быть существенно меньше,чем канала без закрутки при ,=1<1с1и. Относительная величина изменения длины канала без закрутки (го) при наличии закрутки (г) для двух значений qw и одинаковом Ар=8 кПа редставлена на рис.13 . Как видно из графика, при интенсивных закрутках эзможно почти двухкратное уменьшение длины канала. Косвенным одтверждением достоверности полученных результатов может служить то, го при я к1 , стремящемся к бесконечности, ъ)ъ стремится к 1 (рис.13 ). О эзможности уменьшения длины парогенерирующего канала говорилось и в аботе Берглеса А.Е.. Выполненный сравнительный анализ указывает на ])фективность закрутки криогенного испаряющегося потока. 1а практике, при проектировании могут быть поставлены задачи создания онструкции с минимальной массой испарителя; с минимальным здравлическим сопротивлением; с минимальной массой при ограниченном вдравлическом сопротивлении и с минимальным гидравлическим ^противлением при ограниченной массе.В настоящей работе рассмотрен опрос об испарителе с минимальной массой. Массовые характеристики спарителя при заданной температуре внешнего теплоносителя Т((аи) эпределяющей тепловой поток, подводимый к рабочей поверхности) и авлении криоагента определяются диаметром канала, степенью закрутки отока, плотностью массового потока криоагента. Таким образом, в ачестве функции цели можно выбрать величину приведенной массы спарителя(Ме), равной отношению массы испарителя (га) к расходу риоаг сита (С). Задача поиска минимального значения величины риведенной массы испарителя (М{г) решалась с использованием Универсального программного комплекса", созданного под руководством рофсссора Тунакова А.П. Расчеты выполнены по комбинированному «оду оптимизации - модернизированному симплексному методу Нелдсра-1ида, позволяющему учитывать ограничения при оптимизации. В ассматриваемой задаче в качестве варьируемых (1) и неварьируемых (2) араметров приняты относительные величины вида:1.- XI = ¿шУёти, где (]т1л -инимальный диаметр, выбирается из конструктивных соображений; %г = Мм;- хз = ии, где йши - плотность потока массы , определяемая , исходя з ограничений по скорости звука; 2 . - Г1=( Арпи - Ар)/ Дрви . где Ар = р.* -- текущий перепад давления в расчетном сечении по длине трубы, в

котором имеет место заданное значение массового наросодержания, Лрш1х - максимально допустимый перепад; Г2=-(х<п»*-хУхп>". где значение х, задается любым из удовлетворяющих неравенство 0 < хШа* <1. Диапазон и ограничения па варьируемые параметры были выбраны , исхо из наиболее распространенных геометрических характеристик испарител и интенсификатора (скрученной ленты), так =(10...20)х 10 -*м, в =(24...40)х10 _3м, % = (90...130) кг/(м2-с). Результаты расчетов приведены в таблице 2.

Таблица 2

ан = 100 Вт/(м 2К) 0„ Фитг'Ю3» м ёопт. кг/(м2с) АР-10-5, Па ма, с

2,062 здз 10 102,8 0Д8 19 Л

Р10-5, 3 3,13 10 102,8 0,14 19,2

4 3,13 10,3 102,8 0,115 19,1

Па 5 33 10,3 90 0,04 14,42

$ 3,8 10 90 0,014 7?29

800 2,4 10 130 0,4193 22,85

- 90« 2,4 10 108,9 0,286 21,84

ТГ,К 1000 3,13 10 102,8 0,18 19,25

1200 3,13 10 102,8 0,134 13,82

1500 ЗДЗ 10 102,8 0,0098 9,56

Из представленных данных видно, что нет зависимости оптимально диаметра канала от давления и температуры Тг, его значение всег. соответствовало <1пы. С ростом давления и температуры Тг значен приведенной массы Мг уменьшаются, падает интенсивность закрупси величина плотности потока массы . Такой характер изменения велич] связан с тем, что при повышенных р и Т{ интенсивнее идет проце испарения жидкости, величина массового паросодержания возраста« следовательно , в этом случае в меньшей мере нужно интенсифицирова процесс закруткой потока. Полученные данные убедителы свидетельствуют о том, что наилучшими являются варианты повышенными давлением и температурой Т{, обеспечивающие мивимальн значение Мк и приемлемую величину гидравлических потерь на прокач криоагента.

В главе представлено развитие вышеизложенной математической моде для ч*=сошЛ на случай внешнего конвективного обогрева с продольнъ обтеканием горячим газовым потоком. . Рассматриваются условия , ког горячий теплоноситель движется в кольцевом канале (с расходом С/ диаметрами кольца Й1 и «Ь ). В этом случае математическую формулиров

>адачи можно представить в виде системы двух уравнений : Ч„=аг(Тг-Т„) , (61)

Т*=ГЫ , (62)

где Г (ч„) - неявная зависимость .

Второе уравнение системы определяется математической моделью шугренней задачи ( главы 3 и 4) . По данной методике было выполнено шеденное исследование испарения азота , водорода и воды в испарителе с (акруткой при внешнем продольном обогреве канала потоком горячего зоздуха, как для прямоточной ,так и противоточной схем течения . На эис.14 приведено сравнение интенсивности процесса испарения азота для трямоточной и противоточной схем течения теплоносителей при температуре обогревающего воздуха Тг = 1200 К. Как видно из графиков, три прямоточной схеме массовое паросодержание на выходе из канала эольше, так как при прямотоке переход от РРТЭЛ к дисперсному троисходит раньше, а процесс парообразования при дисперсном режиме адет интенсивнее. Выполнено сравнение интенсивности теплоотдачи при )акризисном кипении водорода в канале с закруткой ( по прямоточной ;хеме ) и в прямой трубе ( по обобщающей зависимости для расчета а из заботы У.Фроста , 1977), которое показало, что применение скрученной тенты дает более чем 2х кратное увеличение а. Основные результаты и выводы

I. Проведенные экспериментальные исследования позволили уточнить физическую модель явления испарения криогенной жидкости в канале с непрерывной закруткой; получить количественную и качественную информацию , которая послужила основой для апробации математической модели.

а) Установлено, что в закризисной области кипения возможно существование расслоенного режима течения с эффектом Лейденфроста и дисперсного режима, граница перехода для которых можел быть определена по предложенной обобщающей зависимости, э) Показано, что при обобщении опытных данных по теплоотдаче сипящего потока в каналах с закруткой в критериальное уравнение входит эбобщенное число Архимеда, а не число Грасгофа, учитывающее влияние массовой силы на процесс испарения. Получены обобщающие зависимости цля расчета коэффициента теплоотдачи в расслоенном режиме течения с эффектом Лейденфроста и дисперсном режиме (без учета перераспределения тепла на испарение и перегрев).

в) Получены соотношения для расчета теплообмена и гидравлического сопротивления в закритической по вдуву области по результатам экспериментального исследования в глухом плоском канале с односторонним вдувом газа, моделирующем процесс испарения с поверхности пленки жидкости, обращенной в паровой зазор. Эти соотношения позволили замкнуть уравнения математической модели.

Ы

2. Разработана физическая и математическая модель испарения закрученного потока криогенной жидкости.

а) Применение методики , базирующейся на эффекте Лейденфроста, ь расслоенному режиму, позволило получить результаты удовлегворительнг согласующиеся с опытом , и тем самым подтвердить существование расслоенного режима течения с эффектом Лейденфроста.

б) Анализ расслоенного режима течения с эффектом Лейденфроста на основе гидродинамической теории кипения, позволил выявить критерии устойчивости испаряющейся вращающейся плянси жидкости при двустороннем динамическом воздействии и их численные значения, определяющие переход от расслоенного режима течения с эффектом Лейденфроста к дисперсному режиму, не прибегая к эмпирическому уравнению по нахождению границы перехода.

в) Математическая модель дисперсного режима базируется на эффекте Лейденфроста для движущейся капли с определением скорости истечения из-под частицы жидкости по линейной интерполяции. Информация о начальном размере капель получена на основе сравнения результатов расчета с экспериментом при использовании условия We =10.

г) Развита гидродинамическая теория кипения Кутателадзе С.С. для закрученных потоков криогенных жидкостей. Показано, что эта теория позволяет определить скорость истечения и коэффициент истечения из-по; пленки жидкости; определить границу перехода от расслоенного режима течения с эффектом Лейденфроста к дисперсному при закризисном кипении криогенной жидкости в поле центробежных сил.

3. Использование математической модели позволило выявить ряд: функциональных закономерностей при испарении различных жидкостей (11-113, 11-12, N2, Ш, НгО), как при постоянной, так и переменной (в условиях поперечного и продольного обтекания канала высокотемпературным газовым потоком) по длине канала плотности подведенной тепловой нагрузки. На основе математической модели предложена методика выбора испарителя минимальной массы.

а) Расчеты с использованием математической модели позволили провести сравнительный анализ эффективности использования скрученных лент г прямых трубах , который показал, что при интенсивных закрутка* возможно почти двукратное уменьшение длины канала ;

б) Расчеты, выполненные на основе математической модели по нахожденик минимальной массы испарителя показали, что в рассмотренном диапазоне параметров минимальная масса испарителя получается при интенсивные закрутках . Установлено, что с ростом давления в испарительной магистрали и температуры внешнего потока оптимальные значения интенсивности закрутки увеличиваются.

4. Результаты работы в виде пакета прикладных программ внедрены нг предприятиях АО Криогенмаш ( г. Балашиха Московской области) , ЦИАМ ( г. Москва).

3,9

{включение

В работе решена важная научная проблема , имеющая большое практическое значение Экспериментально-теоретически исследованы геплогидравлические процессы при закризисноя кипении жидкостей [криогенных) в закрученном потоке. Выявлены и обоснованы общие »акономерности закризисного кипения, развиты основопологающие моменты гидродинамической теории кипения на случай кипения криогенных жидкостей в поле центробежных сил. Учитывая отсутствие >ффекгивных методов описания процессов теплообмена и гидродинамики в изложенной выше сложной теплофизической задаче, полученные результаты определяют новизну и перспективность научного направления заботы - изучение теплообмена и гидродинамики при закризисном кипении кидкостей (включая криогенные) в полях массовых сил.

Содержание диссертации опубликовано в бедующих основных работах:

1. Щукин В.К., Карпова О.Б., Абдрахманов А.Р., Абрамов И.Ю., Тарасевич С.Э. Скорость скольжения и термическая неравновесносгь в кипящем закрученном потоке криогенной жидкости // Теплообмен и трение в двигателях и энергетических установках летательных аппаратов. Казань: КАИ. 1992. с. 101-109 I. Тарасевич С.Э., Филин В.А., Щукин В.К. Влияние вдува газа на теплоотдачу дисперсного потока в условиях инерционного выпадения частиц на стенку канала. // Теплообмен и трение в двигателях и энергетических установках летательных аппаратов. Казань: КАИ. 1992. с.92-95.

>. Карпова О.Б., Тарасевич С.Э. Теплообмен в глухом плоском канале с односторонним вдувом в закризисном режиме // Тезисы докладов IX школы-семинара молодых ученых и специалистов "Современные проблемы газодинамики и тепломассообмена и пути повышения эффективности энергетических установок". М. МГТУ. 1993. с.28-29. I. Абдрахманов А.Р., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э. О режимах течения и теплообмена при кипении закрученного потока азота // Тезисы докладов IX школы-семинара молодых ученых и специалистов "Современные проблемы газодинамики и тепломассообмена и пути повышения эффективности энергетических установок". М. МГТУ. 1993. с.39-40. 5. Абдрахманов А.Р., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Режим Лейденфроста при испарении закрученного потока криогенной жидкости // Тезисы докладов научно-технического семинара "Внутрикамерные процессы в энергетических установках, струйная акустика, диагностика". Казань: КВВКИУРВ. 1993. с.5-7. 3. Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Экспериментальное исследование

теплообмена при кипении азота в вертикальном канале со скрученной лентой // Изв. Вузов Авиационная техника. 1993. No4. с.77-80.

7. Карпова О.Б., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Теплообмен в глухом плоско», канале с односторонним вдувом // Изв. Вузов Авиационная техника. 1994 Ш.с.76-79.

8. Abdrakhmanov, О.В. Karpova, S.E. Tarasevich, V.K. Shchukin. Mathematica model and results of experimental investigation of heat exchange of cryogen swirl boiling flow // Proceedings X Intern. Heat Trans. Conf. Brighton. UK

1994. V.7.p.409-414.

9. Абдрахманов A.P., Тарасевич С.Э., Щукин B.K. Теплоотдач: закрученного кишпцего потока азота в дисперсном режиме // Изв. Вузо! Авиационная техника. 1994. №4. с.79-83.

10.Абдрахманов А.Р., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Обобщение опытны: данных по теплоотдаче кипящего закрученного криогенного потока i дисперсном режиме // Тезисы докладов научно-технической конференцш по итогам работы за 1992-1993 гг. Казань: КГТУ. 1994. с.62.

П.Гулицкая А.А., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э. Обобщена экспериментальных данных по теплоотдаче при вдуве газа в зазор i односторонним выходом Н Тезисы докладов научно-техническо! конференции по итогам работы за 1992-1993 гг. Казань: КГТУ. 1994. с.64.

12.Абдрахманов А.Р., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Испарение закрученной криогенного потока в дисперсном режиме II Труды Первой Российско! национальной конференции по теплообмену. М.: МЭИ. 1994. т.6. с. 13-18.

13.Gortyshov Yu.F., Popov I.A., Tarasevich S.E., et. al. Mathematical an< physical simulation of heat exchange processes in energy plant elements am cryogenic evaporators II International scientific and technical seminar. Kazan KSTU. 1995. p.4-16.

14.Абдрахманов A.P., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. О* определении теплопереноса через паровой зазор при кипении криогенно! жидкости в режиме Лейденфроста // Изв. Вузов Авиационная техника

1995. №3. с.32-38.

15.Карпова О.Б., Тарасевич С.Э., Абдрахманов А.Р., Щукин В.К. О границ между пленочным и дисперсным режимами кипения в поток закрученного криоагента II Тепло- и массообмен в химическо! технологии. Казань: КГТУ. 1995. с.50-57.

16.Карпова О.Б., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Гидравлическо сопротивление в глухом плоском канале с односторонним закритическш вдувом // Рабочие процессы в охлаждаемых турбомашинах i энергетических установках. Казань. КГТУ. 1995. с.75-79.

17.Тарасевич С.Э., Шулаев С.Н., Карпова О.Б. Численный расче закризисного кипения жидкостей в канале с закруткой //Тезисы докладо и сообщений 8-го научно-технического семинара "Внутрикамерны процессы в энергетических установках, струйная акустика, диагностика" Казань. КВАКНУ. 1996. с.6-8.

18.Гулицкая A.A., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э. Закризисное, кипение криогенной жидкости в змеевикоаом канале при постоянной плотности теплового потока на стенке // Тезисы докладов и сообщений 8-го научно-технического семинара "Внугрикамерные процессы в энергетических установках, струйная акустика, диагностика". Казань. КВАКИУ. 1996 г. с.8-9.

19. Антипин М.К., Тарасевич С.Э. Установка для исследования гидродинамики закрученного двухфазного потока // Тезисы докладов и сообщений 8-го научно-технического семинара "Внутрикамерные процессы в энергетических установках, струйная акустика, диагностика". Казань. КВАКИУ. 1996. с.22-23.

20.Тарасевич С.Э. О разрушении испаряющейся закрученной пленки жидкости при двухстороннем динамическом воздействии // Труды III Международного семинара по устойчивости гомогенных и гетерогенных жидкостей. Новосибирск. НГАС. 1996. с.67-68.

21.Абдрахманов А.Р., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э., Щукин В.К. Расчет параметров криогенного испарителя с закруткой потока при внешнем обогреве // Труды III Минского международного форума теплонассообмен-ММФ-96. Минск. ИТМО. 1996. т.4. ч.1. с.214-217.

22.Тарасевич С.Э., Карпова О.Б., Антипин М.К., Щулаев С.Н. Скорость истечения пара из-под вращающейся пленки жидкости // Труды III Минского международного форума тепломассообмен-ММФ-96. Минск. ИТМО. 1996. т.4. 4.2. с. 147-150.

23.Тарасевич С.Э. Гидродинамическая теория кипения Кутателадзе С.С. и кипение криогенных жидкостей в полях массовых сил // Изв. РАН. Энергетика. 1996. №2. с.88-95.

М.Щукин В.К., Абдрахманов А.Р., Тарасевич С.Э. Математическая модель испарения закрученного дисперсного потока криогенной жидкости в закризисном режиме //Теплофизика высоких температур. 1996. Т.34. №4. с.607-613.

?5.Щукин В.К., Тарасевич С.Э, Карпова О.Б. Расчет испарения закрученного потока криогенной жидкости при пленочном кипении в режиме Лейденфроста с учетом начального участка // Инженерно-физический журнал. 1996. Т.69. №5. с.741-747.

!6.Гулицкая A.A., Карпова О.Б., Тарасевич С.Э. Численный расчет закризисного кипения криогенной жидкости в змеевиковом канале// Тезисы докладов и сообщений 9-го научно-технического семинара "Внутрикамерные процессы в энергетических установках, струйная акустика, диагностика". Казань. КВАКИУ. 1997. с.97-98.

!7,O.B.Karpova ,S.E.Tarasevich , A.B.YaJkovlev. Numerical Simulation of Heat Transfer in Boiling Nitrogen under Swirl Flow in Tubes with Twisted Tape // THE PHYSICS OF HEAT TRANSFER IN BOILING AND CONDENSATION 21-24 May. 1997,Moscow. ИВТ PAH.I997.c.433-435.

!8.S.E.Tarasevich , A.A.Gulitskaya O.B.ICarpova ,. Numerical Simulation of

Post Burnout Boiling in Coil Channel // THE PHYSICS OF HEA1 TRANSFER IN BOILING AND CONDENSATION 21-2-May.1997,Moscow. IHT RAS.1997.c.437-439.

TW,K 700 600 500 400 300 200

0 0,4 0,6 1,2. 1,6 Z, M

Рис.1. Изменение температуры стенки в опытах:

1- данные автора (<jw=203,6 кВт/и2; g=572 кг/(мгс) -№ 30);

2- данные Бергаеса (q*=57,95 кВт/ы*; g=67,95 кг/(м*с)).

Рис.2,Обобщение опытных данных по теплоотдаче

закрученного кипящего потока азота в дисперсном режиме (К=№/(РгМЗ ТМ» Аг« Во,)): о- данные автора (вМ=3); А, • - данные Бергаеса (Д- я1&=4,1 8,5)

X з

2 1

О

9 26 42 59 75

Рис.3. Изменение по длине канала величины * для Ь=1мы, Ы<Ь2:1- (р«)0= 0,25кг/(м2с); 2- (р»)0= 0,73кг/(м2с).

0,6 ¥ 0,4

о.г о -0,2 -о*

• -1 см о-2 Д-8 в-з А-9 а -1л — - Л И

в-5- : «-б 1-Ш г-Н ГГ * ___ "в/ ' — 50%/ •

д У Л У —«-д/ у» 0 ' 1 в^7 у ч в/ ^ / --0 8 --

У У У

О -Св '-/<5 _/,2

Рис.4. Результаты обобщения экспер имнтальных данных по

теплообмену

Ь=1мм- 1- (рН= 0,73кт/(ы2с); 2- (р»)0= 0,6кг/(м2с); 3. = 0,5кг/(м2с); 4- (р»)0= 0,36кг/(м2с); 5- (р«)0= 0,29кг/(и2с); 6- (р'»)0= 0,26кг/(ис); 7- (р*)0= 0,25кгУ(м2с); 8- (р«)0= 0,23кг/(м с);Ь=2мм- 9- (р»)0= 0,73кг/(мгс); 10 - (р*)0= 0,6кт/(мгс); 11 - (р")а= 0,24кт/(м2с);

Рис.5. Картина течения жидкости в расслоенном режиме с эффектом Лейденфроста

Рис.6. Экспериментальны^—) и расчетные (—) значения

температуры стенки Т„: а) Ч*=57,95кВт/м ^=67,95кг/(м2с), р= 1,37- 105Па,- №237/164/;

б)Ч„= 171,36кВт/м2,5=360,7кг/(м2с), р=2,08-105Па,- №21;

в) Я„=215,1кВт/м2,е-905,87кг/(м2с), р=4,33- ш'Па,- №11

Рис.7. Картина течения жидкости в дисперсном режиме с эффектом Лейденфросга

"Ъ, К 600

500

4оо 3 оо

п

/

3 1

О у

О.Ъ 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1.0 1,1 1,2

Рис.8.Температура стешси по длине канала, полученная в опытах и при расчете по математической модели с использованием линейной зависимости дня определения тга ( режим №21); о- опытные данные; I- <Ц>=0,5 мм; \Уе=6,2; 2ч1»=0,86 мм; We=10; 3- (^=1,0; \Уе=12,41;

ТгК 180

{60

№

120

<00

80

у //

* 4

7 п *

✓

..V 75

✓VI

0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0 Ц /,2

Рис.9.Массовое паросодержание х и температура пара по длине канала, рассчитанные по математической модели; массовое паросодержание хо, подсчитанное по балансу тепла без учета перегрева (режим Ло 30)

X 0,6 0,1 0,6 0,5 0,40,3

Д.100% 80 60 40 20 О

0,3 о/ 0.5 0,6. 0,7 О,в 0,9 1,0 1,1 1,2 г,м

Рис.10. Величины тепловых потоков Оп, Оз."0, (2л.|СЯ в процентной отношении к подведенному от стенки тепловому потоку О* по длине канала ( режим № 30) : 1- О»; 2- О*«? ; 3- О,.** ; 4-

3

1 1 1 1 __у

/

М Ч. '1 /

У/е лч N.

1 1 1 —1

Я*

16

0.1

0.2

0.3

0,4

Рис. 11. Характерные кривые изменения чисел ,ТгУе и 5Г Ч*=171,36кЕт/и2^=360,7кг/(м2с), р=2,08- 105Па,- №21

Ту/, к 600

А 00

го о

о £Лх 7" мг

<чо

по

{00 X

0,6

\ 4у 3

** X

*

1 -

3 '

2

0,4

о,а

1 -

3; 2

*• **

О О, г 0,4 0,5 0.8 1,0

Рис.12. Температура внутренней поверхности стенки канала, плотность теплового потока от стенки, массовое паросодержание, температура перегретого пара по длине испарительного канала, рассчитанные по математической модели: I- ф,=соп5{; 2-а«=1 ООВт/м2К; 3-а„= 150Вт/м2К; 4- а,=200Вт/м2К; Т= соги*= 1500К.

г м

19 <,7 <5

<.О

Чг

16 У,£Г

<,3

и

ин

о- < V-2 Д-3 □ -А Л

-—ДР,

Г 1 ^ 5--

/

о /

1 О.

2 3. 4 5" ЁГ/оС

X о--! У-2 £

Уч [V Уч \

• \с ...

/, 5-

Рис. 13. Зависимость длины канала г и относительной длины ъ^ъ от степени закрутки:

а) 1 - Др = 8 КПа, = 47,5 кВт/м2; 2 - Др = 8 КПа, -67,0 кВт/и2; 3 - Др = I б КПа, ч, = 47,5 кВг/м2; 4 - Др = 16 КПа, = 67,0 кВт/мг. g=100 кг/(мгс);

б) 1 - = 47,5 кВт/м2; 2 - ^ = 67 кВт/м2.

Рис. 14- Изменение паросодсржштя по длине канала. I-противоток; 2-прямоток. Азот. Тг= 1200; Рг = 0,2 Мпа;Сг= 0,01 кг/с; Р = 0,25 Мпа, в « 0,04 кг/с; я/<1 =3; йю =* 0,012 м; б, = 0,014 м; = 0,02 м; г — 1м.