第五章(第二次课)池内与流动沸腾

第二课池内沸腾与流动沸腾上海交通大学核工系沸腾的类型一般根据沸腾的机理，沸腾分为：1）核态沸腾：蒸汽以汽泡形式在固体表面形成；2）对流沸腾：热量通过一薄层液膜传出液相气化不以汽泡形式发生，而是在气液相界面上直接蒸发；3）膜态沸腾：加热面为一层汽膜所覆盖，热量由蒸汽传出，而气体在气液相界面上形成。根据沸腾的几何状况，沸腾分为：1）池沸腾：沸腾发生于浸没在液体中的加热固体表面，除了对流，液体整体是静止的；2）流动沸腾：沸腾时，液体在流道中流动，尤其在管内。通常核态沸腾与膜态沸腾在池沸腾与流动沸腾中均有发生，而对流沸腾则通常只发生在流动沸腾中。池沸腾Nukiyama池沸腾实验及沸腾曲线如图5－13：电加热浸没于水中的铂丝。由丝中的电流与丝两端的跨电压可以计算热流密度。另外，由丝的电阻可以推知丝的温度。教材中图5－14给出了Nukiyama的实验曲线，即著名的沸腾曲线。它是热流（或者q），q更常用，与温差Tsat的关系曲线。沸腾曲线的各区域为：AB：自然对流的单相液体，该区域无沸腾发生；BC：核态沸腾；FDE：膜态沸腾；B：核态沸腾起始点；C：烧毁点，这时的热流等于临界热流密度；F：最小膜态沸腾的开始点。由沸腾曲线可知：实验中控制热流时，存在一条迟滞曲线。Nukiyama猜测完整的曲线应该是包含虚线部分的一种。这种完整的曲线是通过控制温度，而不是控制热流得到的。而控制温度则是通过用热流体加热传热面的方法实现（图5－15）。这时，热流可通过测量热流体温降来计算得到。该曲线如教材中图5－16所示。注意：这种情况是没有迟滞的。而沸腾曲线C与F间的部分称作过渡沸腾区。池沸腾的传热由于核态沸腾发生的核化点与核化点的数目跟加热表面的物理状况、加工情况、液体与表面的润湿状况以及液体从孔穴中赶走气体的情况很有关系，因此很难对核态沸腾传热系数有一个通用的理论计算方法。一般情况下，仅考虑热流随温差的变化，我们有其中，a=3～3.33。asatT一般来说，换热系数h（W/m2K）在核态沸腾时较高（通常是10kW/m2K数量级）。对水来说，h较高一些，而对有机液体，h则稍低。可以说，核态沸腾是一种较为高效的换热方式。所以实际工程中都希望造成核态沸腾传热来加热或蒸发工质。有两种实用的计算核态沸腾换热的途径：(a)试图考虑表面效应；(b)不考虑所有表面效应，并给出特定热流密度下的典型换热系数。Rohsenow（1952）的方法是：考虑某些表面效应。他指出，在单相对流换热中PrRe,fNu其中，努谢尔特数雷诺数普朗特数hLNuuLRepCPr对于沸腾来说，采用这种形式的关系，需要解决两个问题，即1.速度u如何定义？2.长度尺度L如何定义？对于前者，u取液相相对于壁面的速度，它用以提供产生蒸汽，于是lqu对于后者，定性尺寸选为glgL于是有llgllgllgghNu2121RelpllCPr这样，Rohsenow用Re与Pr数关联Nu数，得到或mnsfCNuPrRe11mlpllngllsfsatplCgCTC121Mostinski（1963）-Starczewski（1965）关联：Rcpfph7.069.0106.0102.117.01048.1RRRRppppfcRpppCooper（1984）的关联式式中，M是分子量，A是一常数。A的最优逼近值为55，保守值为30～40。是表面粗糙度。由该式可以看出：压力增加，换热系数增加；粗糙度增加，换热系数也增加。325.055.010)log12.0(log10MpAphRR液相速度对沸腾传热的影如图5－17（a）所示的情况，由图5－17（b）中看出，“A”线为单相强迫对流下换热系数在一定液相速度下随壁面过热度的变化，“B”线是池内核态沸腾的曲线（比单相强迫对流要陡）。图中的虚线为联合效应（即可看作流动核态沸腾的热流密度随壁面过热度变化的曲线）。由图5－18可以看出，随着液相流速的增加，线“A”上移，线“B”则基本不移动。于是，在高液相流速情况下，只有在较大的壁面过热度时核态沸腾方起主要作用。流动沸腾传热垂直管中的流型分布（如图5－19）：单相液体泡状流塞状流搅拌流环状流弥散滴状流单相蒸汽各流型流动的特点：1）当核化开始时，热力学平衡干度小于0。根据热力学平衡干度的定义：其中，h为流动混合物的焓，hl,sat是液相饱和焓，hlg（或）为汽化潜热。这样，当主流还是欠热时，核化过程就已开始了。2）：开始饱和；3）汽泡的核化停止，沸腾过程以对流为特征；4）液膜干涸。这就是干涸点，或称烧毁点，或称临界热流密度工况。在下一章还将单独讨论；5）：开始过热；6）最后的液滴也被蒸发，成为完全的单相蒸汽区。glsatlehhhx,0ex1ex核态与对流沸腾一般认为，流动沸腾有两种行为：1）核态沸腾汽泡在固壁面核化形成。在高欠热度下，汽泡迅速坍缩，将潜热传给液相，加热液相，直至饱和。2）对流沸腾热量通过在薄液膜上的导热与对流传出。汽化蒸发在汽液相界面上进行。在实际过程中，随着干度的增加，上述各机理共存，并且对流沸腾逐渐取代核态沸腾。流动沸腾传热系数的计算我们知道，计算流动沸腾换热系数的方法中，应当既包含核态沸腾的因素，又包括流动沸腾的因素。Chen于1963年给出了一个关联方法，该方法使用方便，且得到了较好的验证。在他的方法中，两种机理同时发生作用，即其中，hB是总的沸腾传热系数；hNB为核态沸腾传热系数；hFC为强迫对流传热系数。FCNBBhhh这里，S为抑制因子（用以考虑流动中泡核活动的减弱），hFZ是按照Forster-Zuber方程计算的核态沸腾传热系数。抑制因子S随干度的增加，从1逐渐降至0。FZNBShhhFZ的计算式为式中，Cpl是液相定压比热，l为液相导热率，，是与相对应的压差（如图5－20）。satwsatTTTsatpsatT24.029.024.05.079.049.045.075.024.000122.0glllplsatsatFZCpTh蒸汽压力曲线对于强迫对流部分，有其中，hl为单相液体在两相流中的液相质量流量下的对流换热系数，它可由Dittus-Boelter关系式FhhlFC4.08.0PrRe023.0lllNuChen的贡献在于：他提出了计算因子S与F的途径。他认为，F应是Martinelli数X的函数1.05.09.01gllgxxX给出了F随X变化的情况。这样，如果已知干度和物性，就可以计算F。至于抑制因子S的计算，首先计算两相Reynolds数ReTP25.1ReReFlTP于是，S可由教材中图5－22根据两相Reynolds数ReTP查得。这样就可以算出总的沸腾传热系数hB。随着干度的增加，核态沸腾的贡献越来越小。Chen氏方法适用于饱和沸腾。对于欠热沸腾，热流似可假设按下面的公式计算。其中，Tw为壁温，TB为主流液相温度。而S的计算中可取ReTP=Rel。这计算过程表明，实际温差主要参与对流热流，而只有一部分参与核态沸腾。BwTTsatwNBBwlTThTTh本次课结束！