Моделирование стационарного и нестационарного истечения адиабатно-вскипающей жидкости из коротких ка... 
Моделирование процесса нестационарного истечения вскипающей
жидкости из цилиндрической трубы ограниченного объема показывает, что при любых
начальных условиях истечения кривые распределения параметров по длине канала (,Pv,v,b) в произвольный момент времени и
временные зависимости этих параметров в произвольном сечении практически
перестают зависеть от давления внешней среды pg, если противодавление pg ниже определенной для каждого
режима величины рсr. Таким образом, модель предсказывает
эффект запирания потока без введения специальных допущений относительно
скорости распространения возмущений в двухфазной среде.
Рис. 3. Изменение со временем давления и паро-содержания в
центральном сечении канала при различных значениях противодавления: 1- 0,40; 2
-0,35; 3-0,30; 4-0,25; 5-0,20; 6-0,15; 7-0,10; 8-0.05; 9-0.02Мпа
На рис.3 показано изменение со временем объемного
паросодержания b и
величины приведенного давления /p0 в одном из сечений канала (i=50) при различных значениях
противодавления. Видно, что, начиная с определенного значения рсr, дальнейшее понижение противодавления
не влияет на характер этих зависимостей (кривые 5-9).
Модель корректно описывает качественно и количественно
нестационарное истечение перегретой воды из канала и предсказывает основные
закономерности этого процесса в широком интервале режимных параметров. Это
подтверждается сравнением результатов, полученных в рамках рассматриваемой
модели, с соответствующими экспериментальными и расчетными данными других
авторов, например, приведенными в работе (6).
При
нестационарном истечении вскипающей жидкости из канала ограниченного объема
расход парожидкостной смеси резко возрастает в начальной стадии процесса и
после достижения максимального значения начинает быстро понижаться. Эта
закономерность наблюдается и при исследовании течения вскипающей жидкости из
большой емкости в атмосферу через короткую цилиндрическую трубу.
На рис.4, для различных значений 7}0 представлены расчетные
данные по изменению массового расхода вскипающей воды на выходе из канала,
начиная с момента разгерметизации, при истечении из большой емкости в атмосферу
с противодавлением рg= 0,1 МПа. Перегретая по отношению к
внешнему давлению вода содержится в емкости в состоянии насыщения. В режиме
нестационарного истечения величина расхода проходит точку максимума и затем
плавно стремится к стационарному значению при данной температуре. Стационарный
режим устанавливается тем быстрее, чем выше начальная температура жидкости. Эти
результаты представляют определенный интерес, поскольку закономерности
переходного режима от нестационарного к стационарному истечению практически не
рассматривались в литературе.
Рис.4. Изменения расхода вскипающей жидкости при переходе от
нестационарного к стационарному режиму течения
На рис.5 для различных значений Tl0 представлены кривые по длине канала
давления в жидкой фазе и
объемного паросодержания b при истечении вскипающей воды в стационарном режиме. Кривые
распределения статического давления потока носят типичный характер - постоянное
или слабо понижающееся давление на большей части канала и резкое снижение
давления на выходе из канала. Если при невысоких значениях входной температуры
потока давление в основной части канала практически не меняется по длине, то по
мере повышения Tl0 наклон кривых на основном
участке заметно увеличивается. Подобная закономерность наблюдается и в
экспериментах по стационарному течению вскипающих критических потоков (5,7,8).
Максимальные значения статического давления в канале , существенно ниже давления торможения рo перед входом канал, и это различие увеличивается с повышением Tl0. Результаты, представленные на
рис.5, показывают, что характер распределения паросодержания по длине канала
качественно зависит от начальной температуры.
Выше отмечалось, что при описании нестационарного течения из
закрытых каналов модель предсказывает появление кризиса течения, начиная с
определенных для каждого режима значений противодавления рсr. При стационарных течениях
вскипающих потоков модель также предсказывает эффект запирания. Критический
режим течения при постоянном массовом расходе наблюдается для значений
противодавления рg < рсr, причем для всех исследованных
значений Tl0 критическое значение
противодавления можно оценить из соотношения рсr /рo@ 0,8. В качестве примера на рис. 6
приведена типичная зависимость массового расхода потока от величины
противодавления. На этом же рисунке показано, как меняется величина давления Рl[1] на выходе из канала (в 1-й зоне).
Давление в жидкости на границе с газовой средой отличается от величины
противодавления (пунктир) тем сильнее, чем ниже величины pg, т.е. чем больше режим истечения
уходит в критическую область. Вне критической области с ростом рg давление в жидкости на срезе канала асимптотически приближается к
соответствующему значению противодавления.
Рис.5. Распределение давления (сплошные линии) и
паросодержания (пунктир) вдоль канала при стационарном истечении вскипающей
жидкости при различных t/q :
1-423; 2-473; 3-503; 4-533; 5-573 К
Рис.6.Характер зависимости расхода и давления жидкости в
выходном сечении канала от противодавления при стационарном истечении
вскипающей жидкости
При постоянном значении противодавления величина критического
расхода потока увеличивается с повышением входного давления po. Характер зависимости критических
расходов от величины входного давления при истечении насыщенной или недогретой
жидкости в каналах различной геометрии подробно исследован в экспериментах.
На рис.7 приведена расчетная зависимость расхода вскипающего
потока от величины исходного давления перегретой воды, находящейся в насыщенном
состоянии в большой емкости. На этом же рисунке представлены соответствующие
экспериментальные результаты, полученные различными авторами. Эти данные взяты
из работы (7), в которой анализируется и обобщается большой объем
экспериментальных исследований по критическим течениям вскипающих жидкостей,
Для сравнения с нашими расчетными данными выбраны результаты, касающиеся
стационарного истечения через короткие цилиндрические каналы. Модель вполне
удовлетворительно согласуется c опытными
данными во всем исследованном интервале температур. Приведенные на рис.7
результаты подтверждают достоверность и корректность рассматриваемой модели.
Рис.7. Зависимость расхода вскипающей жидкости от давления на
входе при стационарном истечении. Сравнение расчетных данных с
экспериментальными.
Предполагается, что предлагаемый подход к моделированию
стационарного и нестационарного истечения вскипающих жидкостей позволит
получить полезную информацию и детализировать сопутствующие тепломассообменные
и гидродинамические процессы.
Обозначения
d -диаметр канала; L -длина канала; / -длина зоны; р-давление; n-число расчетных зон в канале; Nb-концентрация пузырьков; r-радиальная координата; R -радиус пузырька; S -площадь сечения канала; T-температура;
n-скорость; w -радиальная скорость; х -координата; b -объемное паросодержание; l -коэффициент сопротивления; m-вязкость; r -плотность; s -поверхностное натяжение; t-время; x-радиус ячейки;
Индексы: 0 -начальное значение; s -значение на межфазной границе; g-газ; l -жидкость; n -пар; сr -критический; sat -насыщенный; ех -внешний.
РАСЧЁТ СОПЕЛ С ПАРОГЕНЕРИРУЮЩИМИ
РЕШЕТКАМИ РАБОТАЮЩИХ НА ПЕРЕГРЕТОЙ ВОДЕ
В работе [9]
приводится расчет сопел работающих на перегретой воде. Сообщается, что возможно
создание сопел с парогенерирующими решетками которые позволяют при низких
начальных давлениях ((0.5-0.8) МПа) получить коэффициент скорости до 0.85 [13].
Современные
одномерные методики расчета сопел, работающих на газо- и парокапельных потоках,
базируются на двух- или трехскоростных термически неравновесных моделях [14],
но и они не в полной мере отражают процессы, имеющие место в реальных потоках.
Как правило, делается допущение, что отсутствуют коагуляция и дробление капель,
потоки считаются монодисперсными, а температура капли принимается неизменной
вдоль её радиуса. Остановимся на последнем допущении и покажем, что при
движении высоковлажных потоков, когда капля находится в собственном паре, оно
может привести к заметному искажению достоверности результатов расчёта,
особенно при наличии потоке крупнодисперсной влаги (Dк=4*10-5-8*10-5м).
Для газовых
потоков, несущих испаряющиеся капли, при определении коэффициента теплоотдачи
широко используется зависимость
(1)
и в большинстве
случаев выполняется условие Biк£0.1, что позволяет считать
температуру в центре и на поверхности капли одинаковой. Однако при испарении
жидкости (воды) в собственный пар коэффициент теплоотдачи на границе раздела фаз
находят по формуле [15]
(2)
где [16] – коэффициент конденсации.
Если
предположить, что коэффициент конденсации равен коэффициенту испарения, то для
парокапельных потоков даже с малодисперсной структурой (Dк»10-5м) Biк может быть значительно больше
единицы. Следовательно, при расчете процессов расширения капельно-паровых
потоков необходимо учитывать нестационарный характер охлаждения испаряющихся
капель. Неучет этого обстоятельства, как это будет видно из результатов
расчета, приведет к значительному завышению энергетических характеристик сопел,
работающих на перегретой воде, по сравнению с данными, полученными из опыта.
В зависимости от
степени расширения жидкости в парогенерирующей решетке можно получить за ней
пузырьковую или капельно-паровую структуры. Для случая, когда степень сухости
за решеткой больше граничной, при которой пузырьковая структура в
парокапельную, расчет сопел, работающих на вскипающих потоках, значительно
упрощается и сводится к расчету сопла, работающего на высоковлажном
парокапельном потоке с учетом процессов в решетке. В более упрощенной
постановке можно считать, что за решеткой поток состоит из сухого насыщенного
пара и капель одного размера. Такое допущение может быть оправдано, так как
результаты расчета энергетических характеристик сопла удовлетворительно
согласуются с опытными данными.
Ниже приводится
система уравнений, позволяющая выполнить расчет сопла с парогененрирующей
решеткой, работающего на перегретой воде, на основе обратной задачи с учетом
нестационарного характера охлаждения капель:
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
;
.
Из приведенных
уравнений видно, что предложенная система обеспечивает выполнение условий
сохранения сплошности и энергии, так как секундный расход капель и средняя
температура капли определяется
из интегральных уравнений.
Для нахождения
температуры на поверхности капли ТкR внутри основной программы был организован цикл, позволяющий находить
корни (m) трансцендентного характеристического уравнения.
Предложенная
физическая модель движения высоковлажного капельно-парового потока (c=9*10-3-3*10-2) с учетом
нестационарного процесса охлаждения капли более полно отражает процессы,
имеющие место в реальных вскипающих потоках. Расчёты показывают, что в коротких
соплах, работающих на парокапельных потоках с крупнодисперсной влагой, на срезе
сопла средняя температура капель значительно превышает температуру пара при
данном давлении, что приводит к резкому снижению располагаемого перепада
энтальпии и КПД сопла (табл. 1). Выполненные расчётные исследования косвенно
подтверждаются опытными результатами, в основе которых лежат массовый расход
горячей воды через сопло и реакция вытекающей струи [13].
В таабл. 1
приведены результаты расчета сопла на срезе для двух случаев. В первом –
коэффициент теплоотдачи от капли к пару определялся по формуле (1), во втором –
по (2). Все расчеты выполнялись при следующих граничных условиях. Давление воды
перед соплом р0=0.8 МПа; Т0=438 К. Давление за парогенерирующей решеткой
р1=6.5*105 Па; Тк1=438К;Тп1=435 К;сп1=15м/с;ск1=10м/с;Gп1=12*10-3 кг/с; Gк1=0.4 кг/с;Dк1=8*10-5м;lс=0.150м.
На рис.1
приведены результаты расчета коэффициента скорости трех сопел длиной 0.05;0.1 и
0.15 метра при различных начальных диаметрах капель. Видно, что диаметр капель
и длина сопла оказывают значительное влияние на эффективность сопел, работающих
на мелкодисперсной (Dк1=8*10-6м) и
крупнодисперсной влаге(Dк1=8*10-5м), дает наглядное
представление о механической и термической неравновесностях потока.
Перевод сопла на
мелкодисперсный поток повышает коэффициент скорости с 0.549 до 0.816 и снижает
потерю кинетической энергии в 2.09 раза.
Таким образом,
проведенные расчетные и экспериментальные исследования [13] сопел, работающие
на перегретой воде, показывают, что при правильной организации процессов
расширения коэффициент скорости сопел может быть не ниже восьмидесяти
процентов.
К
КОНЦЕПЦИИ СКАЧКА ВСКИПАНИЯ
В работе [17]
рассматриваются термодинамические аспекты фазовых переходов в системе
жидкость-пар применительно к процессам адиабатного расширения жидкости.
Обосновывается предположение, что адиабатный скачок вскипания является
термодинамически маловероятным процессом, поскольку его реализация сопряжена с
убыванием энтропии в процессе неравновесных фазовых превращений.
В работах [20,21]
демонстрируется рациональность концепции скачка вскипания как ударной волны
разрежения для анализа процессов в неравновесных вскипающих потоках. На базе
такого подхода в [23] предлагается расчетная модель, предназначенная для оценки
аварийных ситуаций в ядерной энергетике когда имеет место истечение жидкости в
среду с давлением, меньшим давления насыщенных паров жидкости, декомпрессия
объемов с перегретой относительно внешних условий жидкостью.
Вместе с тем в
работе [22] показывается физическая невозможность скачка вскипания как
неравномерного процесса, не отвечающего условию возрастания энтропии. Таким
образом, по одному вопросу существуют две принципиально противоположные
концепции.
Поскольку
рассматриваемые процессы представляют существенный практический интерес,
проведен сравнительный анализ двух различных концепций для случая адиабатного
истечения жидкости, сопровождающегося фазовыми переходами.
Если интерпретировать
процесс перехода (рис.1) термодинамической системы из состояния 1 (перегретая
жидкость) в состояние 2 (равновесная парожидкостная среда) как скачок, т.е. как
геометрическую поверхность разрыва, и записать соотношение балансов массы,
импульса и энергии на поверхности разрыва в виде
W1r1= W2r2=J (1)
p1+W12r1= p2+W22r2 (2)
i1+W12/2= i2+W22/2 (3)
То процесс
вскипания, согласно [19], буде охарактеризован как адиабата Гюгонио. Здесь W,r,i – скорость потока, плотность и
удельная энтальпия вещества; р- давление;J- удельный расход через поверхность разрыва; индексы «1», «2»
соответствуют параметрам среды до и после поверхности разрыва. Следствием
балансовых уравнений (1)-(3) является универсальное соотношение
J2=(p2-p1)/(u1-u2) (4)
Где u1,u2 – удельные объёмы среды.
Постулируя u2>u1 т.к. среда вскипает, и
принимая во внимание соотношение (4), авторы работ [19-21] приходят к выводу,
что неизбежно р2<р1 и процесс перехода термодинамической системы из
состояния 1 в состояние 2 является ударной волной разрежения, интерпретируемой
как скачок вскипания.
Анализ имеющегося
экспериментального материала позволяет установить последовательность процессов,
сопровождающих неравновесное течение перегретой жидкости[18,24,25]. Как
показали экспериментальные исследования, при переходе жидкости из насыщенного
состояния в состояние равновесной двухфазной среды реализуется метастабильное
состояние, при котором давление в системе становится ниже значения на бинодали,
соответствующего температуре жидкости, а вскипание ещё не происходит.
Конкурирующая фаза в системе присутствует, но на уровне зародышевых
образований, находящихся в динамическом процессе «зарождение-гибель», не
превышая критических размеров зародышевого пузырька. Так процесс захода в
метастабильную область является изотермическим, а условия устойчивости жидкой
фазы относительно непрерывных изменений параметров состояния определены
условием (dр/du)м<0, то удельный объём среды перед вскипанием должен быть
больше удельного объёма недогретой или насыщенной жидкости, что и
подтверждается экспериментальными данными работы [26].
На основе
изложенного можно ввести понятие условного (скрытого) паросодержания среды,
находящейся в метастабильном (до вскипания) состоянии и с количественной
стороны охарактеризовать его отношением соответствующих удельных объёмов.
Процесс снятия
перегрева, т.е. неравновесный переход из метастабильного состояния в
равновесное, сопровождается вскипанием, причем, чем глубже заход системы в
метастабильное состояние, тем интенсивнее вскипание. Этот процесс
характеризуется повышением локального давления в системе, что соответствует
реакции системы на неравновесное воздействие.
Таким образом,
процесс перехода системы из состояния 1 в состояние 2 не соответствует
физической интерпретации, составившей основу концепции скачка вскипания в
работах [19-21], т.е. процессу представленному на рис.1, а имеет сложный
двухстадийный характер (рис.2 а,б): давление в системе понижается до уровня p2, соответствующего перегреву,
выдерживаемому жидкостью в данных условиях, а затем повышается от p2 до р3 при снятии перегрева, т.е.
при вскипании жидкости и переходе её в состояние равновесной двухфазной среды.
Естественно, что и т.е. процесс в среднем характеризуется понижением
давления и увеличением удельного объёма среды, но этот усреднённый процесс –
композиция двух различных процессов.
Для первой
области (сечения 1,2 на рис. 2,б) p2<p1 и n2>n1, что не противоречит
условию (4). Именно эти условия и рассматриваются в работах [19-21] при
введении концепции скачка вскипания. Но в этой области нет вскипания (нет геометрической
поверхности разрыва), поэтому введение концепции скачка вскипания является
преждевременным.
Для второй
области (сечения 2,3 на рис.2 б), p3>p2 т.е. процесс вскипания
сопряжён с ростом давления. Это не соответствует исходным данным в работах [19-21],
т.е. противоречит условиям, обосновывающим концепцию скачка вскипания как
ударной волны разрежения.
При p3>p2 и обязательном соблюдении универсального выражения (4) в
области между сечениями 2 и 3 должно n2>n3. Таким образом, процесс
вскипания реализуется в области между сечениями 2 и 3, и концепции скачка
вскипания в индексах выражения (4) может отвечать только одна пара условий:
P2>p1 (5) n2<n1, (6)
Выражающая
общеизвестное положение, что адиабатический скачок представляет собой скачок
уплотнения.
Учитывая (6),
можно записать
n`1+(n``1-n`1)c1>n`2+(n``2-n`2)c2, (7)
где c - условное (скрытое)
паросодержаниеметастабильной жидкости; c1<<c2; верхние индексы «`», «``» соответствуют пару и
жидкости. Так как
,
то из (7) следует
n`2-n`1,
т.е. если принять
концепцию скачка вскипания по условиям (5) и (6), то температура равновесной
парожидкостной среды, образовавшейся после вскипания, ниже температуры жидкости
в метастабильном состоянии, практически равной её начальной температуре.
Рассмотрим
(рис.3) процесс вскипания в n,s
координатах. Расположение и конфигурация линий на рис.3 взяты с рис.72 работы [26].
Начальное состояние системы (параметры n1 и s1) перед скачком вскипания в метастабильном состоянии (вблизи
спинодали) примем)соответствующим точке А.
Так как процесс
снятия перегрева должен идти, согласно [25], со снижением температуры среды и n2<n1, то состояние среды в
конце процесса должно характеризовать параметры, соответствующие точке В,
находящейся слева от точки А ниже изотермы 3 на бинодали.
Таким образом,
всем возможным состояниям среды в потоке после скачка вскипания должны отвечать
значения энтропии, меньшие нежели перед скачком вскипания. Отсюда следует
вывод, что адиабатный скачок вскипания является термодинамически маловероятным
процессом, поскольку его реализация сопряжена с убыванием энтропии в
неравновесном процессе.
Процесс снятия
перегрева метастабильной жидкости не является ударной волной разрежения, и его
развитие не соответствует концепции скачка, а накопление конкурирующей фазы в
потоке перегретой жидкости, движущейся по каналу в адиабатных условиях, должно
быть непрерывным и протяженным процессом.
РОСТ ВТОРИЧНЫХ ПУЗЫРЬКОВ ПАРА НА
СТЕНКЕ ПЕРВИЧНОГО ПУЗЫРЯ В ПЕРЕГРЕТОЙ ЖИДКОСТИ
В работе []
рассматриваются вопросы парообразования перегретой жидкости инициированного
импульсами давления.
Процесс
парообразования в перегретой жидкости достаточно изучен, однако воздействие
импульсов давления на перегретую жидкость исследовано недостаточно. В связи с
этим представляет интерес рассмотрение вопросов взаимодействия перегретой
жидкости с ударной волной, образование и рост паровых пузырьков в перегретой
жидкости, увеличение межфазной границы пар-вода.
В экспериментах производилась скоростная съёмка (104 к/с)
перегретой капли воды, помещённой в среду расплавленного парафина.
Возникновение зародыша пузыря в капле инициировалось электрическим разрядом.
Снимки показали, что уже через 10-4 с после прохождения инициирующей ударной
волны образуется зародыш пузырька радиусом R» 0,25 мм, и он начинает расти. В дальнейшем в процессе роста зародыша на
его межфазной поверхности пар - жидкость образуются конусообразные углубления в
жидкости, которые очень быстро преобразуются во вторичные пузырьки пара,
окружающие первичный пузырь. Вблизи поверхности вторичных пузырьков образуются
новые пузырьки и т.д. Процесс носит взрывной характер и уже через время порядка
10-3 с весь объем перегретой капли оказывается заполненным паровыми пузырьками,
которые продолжают расти. Заканчивается этот процесс паровым взрывом с
возникновением ударной волны.
Образование вторичных пузырьков может происходить по следующей
схеме:
• рост радиуса первичного пузыря R, падение давления в нем до внешнего
ро, рост толщины теплового пограничного слоя d;
• уменьшение толщины d на некоторых участках вследствие
неравномерного роста поверхности парового пузыря, что вызывает некоторое
повышение температуры поверхности этих участков над остальной поверхностью и
появление термокапиллярного движения жидкости на границах этих участков,
направленного на дальнейшее уменьшение толщины d;
• происходит лавинообразное уменьшение толщины d до минимальной вследствие
преимущественного роста поверхности пузыря за счет более нагретых участков,
т.к. в них поверхностное натяжение меньше;
•
увеличивается испарение вследствие уменьшения d, что ведет
к увеличению давления отдачи и образованию канала, направленного в глубь
жидкости;
•
устье канала замыкается действием сил поверхностного натяжения и в
образовавшемся вторичном пузырьке формируется свой пограничный тепловой слой.
Будем считать,
что толщина теплового пограничного слоя d в лавинообразном процессе уменьшается
до dmin такого, при котором
избыточное давление пара над перегретой жидкостью DP (DT ) уравновешивается средним давлением
отдачи пара РОТд. Давление отдачи можно вычислить из закона сохранения
импульса
где m,кг/см2 - поток массы пара от испаряющей поверхности
жидкости; DW - приращение нормальной
скорости пара.
Поток массы и
приращение скорости можно определить по формулам
где l - теплоемкость жидкости; р -
плотность пара, dmin - наименьшая толщина
теплового, пограничного слоя в зоне роста вторичного пузыря. Отсюда получаем
где величину АР
можно определить по формуле Клапейрона - Клаузиуса в виде
где v", v1 - удельные объемы пара и жидкости
соответственно. Например, для .
DT =10 К dmin
=1,6-10-8м.
В области, где d —> dmjn, величина d в лавинообразном процессе
является функцией времени и площади этой области d = d(t,S). Точка d= dmjn является, очевидно, точкой минимума d. Условие минимума
Входящие в
выражение (5) производные можно вычислить. Из соотношения d = Vat , где а - температуропроводность жидкости, получим
Величину dS/dt можно определить, считая, что все приращения поверхности первичного
пузыря в лавинообразном процессе происходят за счет области, где d—» dmin, тогда
Вблизи точки
минимума должно выполниться соотношение S d = Sm dmin ~ const, поэтому
где Sm - величина площади области,
где 8 = 8min .
Подставляя
(6), (7), (8) и используя известную зависимость радиуса пузыря от времени (4),
получим соотношение для области минимума
Из
фотографий было видно, что размер этой области мал (меньше 0,01 мм), поэтому
определить форму и размер ее в наших опытах не представлялось возможным.
Будем считать эту
область сферой радиуса Rm и площадью сечения Sm=pRm 2. Предположим также, что такая
область только одна. Используя (9),получим
Для DT=10К, например, Rm » 4,2-10-6 м. При достижении
тепловым пограничным слоем в жидкости толщины dmjn в круге радиусом Rm давление отдачи пара компенсируется
только искривлением поверхности, т.к. давление внутри пузыря мало отличается от
внешнего, силой инерции жидкости также можно пренебречь. Поэтому для того,
чтобы давление РОТд смогло продавить стенку первичного пузыря в области Sm и образовать выпуклость в стенке, из
которой образуется вторичный пузырек вблизи стенки первичного пузыря,
необходимо, очевидно, выполнение условия
где s - коэффициент поверхностного
натяжения в области Sm.
Подставляя (3),
(7) в (8),получим величину перегрева жидкости, при котором уже возможно
образование вторичных пузырьков
Например, в наших опытах использовалась вода, и
парообразование в перегретой капле с характерным звуком удара и образованием
вторичных пузырьков начиналось при воздействии разряда при перегреве DT > 10 К. При DТ < 10 К процесс
парообразования происходил без образования вторичных пузырьков и без такого
звука.
Вычисляя по формуле (12), получим DT > 9,2 К. Видно достаточное для
такой простой схемы расчета совпадение опытных и рассчитанных величин
перегрева.
Таким
образом, экспериментально установлено, что при росте парового пузырька в
достаточно перегретой жидкости непосредственно вблизи поверхности растущего
пузырька в жидкости возникают и растут множество вторичных пузырьков.
Лавинообразный рост суммарной поверхности испарения приводит к росту скорости
парообразования в перегретых участках жидкости, окружающей расплав, что может
составить заметную долю в импульсе давления при паровых взрывах. Если известны
параметры расплава и жидкости (температуры, давление, масса расплава или
размеры фрагментов расплава), процесс лавинообразного парообразования может
быть рассчитан по форму лам, приведенным в настоящей работе. Кроме того,
полученные' физические представления могут быть полезны для прогнозирования и
расчета сложных процессов, протекающих при паровом взрыве.
Литература
1.МОДЕЛИРОВАНИЕ СТАЦИОНАРНОГО И НЕСТАЦИОНАРНОГО ИСТЕЧЕНИЯ
АДИАБАТНО ВСКИПАЮЩЕЙ ЖИДКОСТИ ИЗ КОРОТКИХ КАНАЛОВ
Институт технической теплофизики НАН Украины, г.Киев
2. Долинский
А.А., Иваницкий Г.К. Теоретическое обоснование принципа дискретно-импульсного
ввода энергии. I. Модель динамики одиночного
парового пузырька //Пром. теплотехника. 1995. Т.17, N5. С.3-28.
3. Долинский А.А., Иваницкий Г.К. Теоретическое обоснование
принципа дискретно-импульсного ввода энергии. П. Исследование поведения
ансамбля паровых пузырьков //Пром. теплотехника. 1996. T.18,N1. С.3-20.
4. Нигматулин Р.И. Основы механики гетерогенных сред. М:
Наука, 1978. 336 с.
5. Нигматулин Б.И., Сопленков К.И., Блинков В.Н. Критическое
стационарное истечение вскипающей воды через трубы и сопла //ТВТ. 1987. T.25,N4. C.726-735.
6. Нигматулин Б.И., Сопленков К.И. Исследование
нестационарного истечения вскипающей жидкости из каналов в термодинамически
неравновесном приближении //ТВТ. 1980. Т.18, N1.C.118-131.
7. Фисенко В.В. Критические двухфазные потоки. М.: Атомиздат,
1978. 159 с.
8. Тихоненко Л.К., Кеворков Л.Р., Лутовинов С.З. Исследование
локальных параметров критического потока горячей воды в прямых трубах с острой
входной кромкой //Теплоэнергетика. 1978. N2. С.41-44.
9.Барилович В.А. Расчет сопел с парогенерирующими решетками
работающих на перегретой воде// Теплоэнергетика.
10. Барилович В.А. Смирнов Ю.А. Стариков В.И. О тепловой
эффективности геотермальных электростанций // Теплоэнергетика.
-1985.-№11.-с.54-56.
11. Барилович В.А. Петрущенков В.А. Некоторые результаты
экспериментального исследования гидропаровой турбины// Энергетика… (Изв. высш.
уч. заведений).-1981.-№5.-с.47-52.
12. Вскипающие адиабатные потоки/ В.А. Зысин и
др.-М.:Атомиздат,1976.-152с.
13. Пути повышения эффективности сопел работающих на
вскипающих потоках/ В.А. Барилович и др.//Энергетика…(Изв. высш. уч.
заведений).-1985.-№5.-с.56-60.
14.Нигматуллин Р.И. Основы механики гетерогенных
сред.-М.:Наука,1978.-336с.
15.Справочник по теплообменникам: в 2 т. Т.1./Пер. с англ.,
Под ред. Петухова Б.С., В.К. Шикова.- М.:Энергоатомиздат,1987.-560с.
16.Галин Н.М. Кириллов П.Л. Тепломассобмен (в ядерной
энергетике).-М.:Энергоатомиздат,1987.-375с.
18.И.Ф. Муравьев, Б.М. Павлов, В.Г. Тонконог. К концепции
скачка вскипания// Изв. Вузов. Авиационная техника 1995 №1.
19. Тонконог В.Г. Муравьёв И.Ф. Павлов Б.М. Метастабильные
состояния, реализуемые в процессах адиабатного расширения жидкостей // Тез.
докл. Восьмой всесоюз. конф. «Двухфазные потоки в энергетических машинах и
аппаратах»/ Л., 1990. т3. с.338.
20. Лабунцов Д.А. Авдеев А.А. Механизм запирания потока при
ударном вскипании жидкости// Теплофизика высоких температур. 1981 №3 т.19
с.552-558.
21. Лабунцов Д.А. Авдеев А.А. Механизм запирания потока при
ударном вскипании жидкости// Теплофизика высоких температур. 1982 №1 т.20
с.88-95.
22. Лабунцов Д.А. Авдеев А.А. Механизм нестационарного
истечения вскипающей жидкости// Теплофизика высоких температур. 1982 №2 т.20
с.288-295.
23.Вайсман М.Д. Термодинамика парожидкостных потоков.
Л.:Энергия, 1987. 371с.
24. Хлесткин Д.А. Определение расходов метастабильной
жидкости// Теплоэнергетика №1. 1978. с.78-81.
25.Гуров В.И. Шенстаков К.Н. О механизме предельно-срывного
по расходу течения кавитирующей жидкости в лопастном насосе // Тр.ЦИАМ. 1976
№895. с.1-8.
26.Скрипов В.П. Метастабильная жидкость. М.:Наука,1972. 842с.
27. Н.Н. Авакимян, Н.И. Васильев, | В.В. Гугучкин |, А.С.
Трофимов
РОСТ ВТОРИЧНЫХ ПУЗЫРЬКОВ ПАРА НА СТЕНКЕ ПЕРВИЧНОГО ПУЗЫРЯ В
ПЕРЕГРЕТОЙ ЖИДКОСТИ
28. Bankoff S.C. Vapor explosions: a critical review//'Proc.
of VI H. conf. Toronto, Canada, 1978. Vol. 6, p. 355-360.
29. Ochiai M., Bankoff S.C. Third Spec.Mtg on SFL. Tokyo,
1976. Vol. 1, p. 129-152.
30. Зверев, В.К. Сироткин. Генерирование волн в неравновесной
многокомпонентной среде.Препринт ИАЭ-5735/1. М., 1994.
31. Кузнецов Ю.Н. Теплообмен в проблеме безопасности ядерных
реакторов. М.: Энергоиздат, 1989. 296с.
32. Cicarelly, Frost D.L. Fragmentation mechanism based on
single drop experiments using flash x-Ray photography//!, of Heat Transfer 1981,
Vol. 103, p. 61-64.
33. Фрост Д., Стуртевант Б. Влияние давления окружающей среды
на устойчивость взрывного вскипания предельно перегретой жидкости
//Теплопередача, 1986, ?2, 198.
34. S. Lesin, A. Baron, I. Zibberman, H. Branover and J. C.
Merchuk. Direct contact boiling studies applicable for liguid metall MHD
systems // Pros, of the 2nd Int. Conf. on Multiphase Flow'95- Kyoto, April 3-7,
1995, p. РС2-1ч-РС2-6.
Страницы: 1, 2
|
