Режимы течения и теплообмен при вынужденном течении хладона r318с в кольцевом обогреваемом миниканале Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 536.42

В.В. Кузнецов, А.С. Шамирзаев ИТ СО РАН, Новосибирск

РЕЖИМЫ ТЕЧЕНИЯ И ТЕПЛООБМЕН ПРИ ВЫНУЖДЕННОМ ТЕЧЕНИИ ХЛАДОНА Р318С В КОЛЬЦЕВОМ ОБОГРЕВАЕМОМ МИНИКАНАЛЕ

Кольцевые каналы нашли широкое применение в двухфазных теплообменниках и системах охлаждения. Каналы малого размера имеют существенные преимущества, такие как высокая плотность теплообменной поверхности и компактные размеры. В таких устройствах процессы зарождения, развития и движения паровой фазы при кипении происходят в «стеснённых» условиях, при этом действие капиллярных сил очень важно и оно определяет режим течения и характер теплообмена.

Целью данной работы является исследование теплообмена при кипении хладона R318C в узком кольцевом канале с внутренним обогревом в условиях вынужденного течения. Представлены данные по локальным коэффициентам теплообмена и режимам течения. Выделены режимы пузырькового кипения и испарения в тонких плёнках жидкости.

Структура парожидкостного потока

Кипение при вынужденном течении в стеснённых условиях характеризуется значительным

влиянием капиллярных сил на структуру потока. При кипении недогретой жидкости при больших скоростях течения отрывной диаметр пузыря меньше чем размер канала.

Фотографии течения при недогретом кипении представлены на рис. 1.

Отрывающиеся пузыри под действием гравитации собираются в верхней части канала, где происходит их коалесценция, но баланс между капиллярными силами и

турбулентными напряжениями в высокоскоростном потоке поддерживает пузырей в потоке [1].

С увеличением теплового потока, на измерительном участке происходит переход к интенсивному кипению насыщенной жидкости. При этом имеет место тенденция к объединению пузырей и формируется поток с большими сжатыми (Тэйлоровскими) пузырями, рис. 2. Течение стратифицируется, и жидкость в нижней части канала и в жидких пробках интенсивно кипит. В отличие от [2] кризис теплоотдачи в режиме больших Тэйлоровских пузырей при кипении движущегося хладона R318C, который хорошо смачивал стенки канала, не наблюдался.

Рис. 1. Пузырьковое течение при кипении недогретой жидкости:

q = 11.1 кВт/м2, G = 291 кг/м2с, Р = 4.8 бар

Рис. 2. Снарядный режим течения при паросодержании близком к нулю: х = 0.01, q = 23.1 кВт/м2, G = 267 кг/м2с, Р = 5.2 бар

преимущественно малый диаметр

При увеличении теплового напора и соответственно размер Тэйлоровских пузырей растет, но переход к расслоенному режиму течения в опытах не наблюдался.

Увеличение теплового напора приводит так же к тому, что в волновой плёнке смачивающей обогреваемую поверхность, возникает кипение в гребнях волн, в области, где толщина слоя жидкости максимальна, рис. 3. Такой режим кипения в волновой плёнке жидкости ранее наблюдался в [3]. При дальнейшем увеличении теплового напора возмущения на межфазной поверхности достигают верхней части канала, и формируется пробковый режим течения. Структура пробкового течения с кипящей жидкостью в перемычках показана на рис. 4.

Кипящая пенная перемычка передвигается по каналу с гораздо

скорости пара

кипение

испарение

Рис. 3. Пробковый режим течения(а), на обогреваемой трубе наблюдается кипение в гребнях волн (б):

х = 0.1, q = 37.9 кВт/м2, G = 310 кг/м2с, Р = 5.7 бар

Рис. 4. Ячеистый режим течения:

Вт/м2, G 5.8 бар

х = 0.34, q = 56 кВт/м2, G = 285 кг/м2с, Р =

большей скоростью, чем средняя скорость жидкости, что характерно для ячеистого режима течения в каналах с большим смоченным периметром. Пробковый поток с проницаемыми для газа жидкими перемычками

характеризуется большой

нестационарностью течения.

Капиллярные силы предохраняют перемычки от разрушения, и они двигаются независимо от течения жидкости в пленке на стенках канала.

При увеличении массового паросодержания длина перемычек уменьшается, они исчезают, и происходит переход к кольцевому течению с волнами ряби на поверхности плёнки, рис 5. В этом режиме волны возмущения очень редкие и в них может наблюдаться кипение жидкости. Приведенные на рис. 1-5 структуры парожидкостного потока показывают, что кипение хладона R318C в плёнке наблю-дается только при наличии на поверхности пленки волн возмущений. При их исчезновении происходит

переход к режиму испарения тонких слоев жидкости, но сухих пятен на стенках канала во всем исследованном диапазоне скоростей течения и тепловых потоков не наблюдалось.

Теплообмен при вынужденном течении

Область развитого кипения насыщенной жидкости соответствует режимам течения, показанным на рис. 1-4. Несмотря на значительное уменьшение с ростом теплового потока смоченной поверхности, на которой наблюдается кипение, перегревы стенки в области развитого кипения слабо растут с ростом теплового потока и интенсивное кипение наблюдается в жидких перемычках. При больших массовых паросодержаниях имеет место сильное уменьшение коэффициента теплоотдачи вблизи предельного значения теплового потока, которое является функцией массовой скорости и давления. Это соответствует режимам течения, показанным на рис. 5б. Вблизи критического значения теплового потока перегрев стенки сильно зависит от плотности теплового потока, но является стабильным и не изменяется во времени.

На рис. 6 приведены измеренные локальные коэффициенты теплоотдачи в зависимости от паросодержания в точке измерения температуры стенки для различных давлений и массовых расходов в канале. Измеренные коэффициенты теплоотдачи отнесены к расчёту по модели С.С. Кутателадзе

[4], ____________

^ ~ л1^Ьо11 ОС сот (^)

где аЬой - коэффициент теплоотдачи при кипении в большом объёме, а 01-сот - конвективный коэффициент теплоотдачи. Здесь аъоп рассчитывалось по зависимости из работы Даниловой [5]

• «*-250.

^ 0-250, Р-4,5 2 ' 0 0-250. Р-5.5

♦ 0-800, Р-5 # * # *

-------------------------1------------------------1-----------------------

О 0.2 0.4

Рис. 6. Локальные коэффициенты теплоотдачи, отнесённые к расчёту по уравнению (2) в зависимости от паросодержания

0.25

сг „0.75 г, 0.2

»».Г««

0.875 ^0.125

Г Р^

0.14 + 2.2

Р,

(3)

СГ 1У± V СГ /

Расчёт конвективного коэффициента теплоотдачи <2соот, выполнен по формуле Петухова [6] при турбулентном однофазном течении ( Н.е/О)2300 )5 и по соотношению из [7] в области чисел Рейнольдса жидкости меньше 2 300.

Расчёт по (2) качественно описывает теплоотдачу в кольцевом канале, но даёт в среднем завышенные значения на 10-20 %. В области низких тепловых потоков, что на рис 6 соответствует малым паросодержаниям, наблюдается существенное расслоение данных в зависимости от давления.

На рис. 6 наблюдается резкое ухудшение теплообмена при достижении критического паросодержания, характерное для кризиса теплоотдачи второго рода [8]. В работе [8] предложена эмпирическая зависимость для определения граничного паросодержания хсг в зависимости от свойств теплоносителя, расхода и геометрии канала. Расчет граничного паросодержания по [8] показан линиями на рис. 6. Так же как и в работе [8] в наших опытах наблюдается уменьшение граничного паросодержания с увеличением массового расхода. Результаты расчета близки к экспериментальным данным только в области больших критических паросодержаний. В наших экспериментах мы наблюдаем более сильную зависимость граничного паросодержания от давления, чем отмечается в работе [8]. В работах [2] и [8] кризис теплоотдачи связывают с «пересыханием» теплообменной поверхности, но в нашем случае образование не смоченных областей на поверхности визуально не наблюдалось. Кризис теплоотдачи возникал только после перехода к кольцевому режиму течения с подавлением кипения в тонких слоях жидкости, при этом внутренняя обогреваемая трубка канала оставалась полностью смоченной.

При кольцевом режиме течения толщина плёнки жидкости

уменьшается вдоль

канала и для малых толщин плёнки кипение в ней подавляется, рис. 7. Переход к режиму испарения плёнки

вызывает резкое

уменьшение коэффициента теплоотдачи и

уменьшение скорости отвода тепла от обогреваемой стенки. На рис. 7 представлены коэффициенты теплоотдачи, отнесённые к расчёту по (2), в зависимости от текущей толщины плёнки. Толщина плёнки жидкости для сечения, в котором был измерен перегрев стенки, была рассчитана с учётом зависимости толщины волновой плёнки от приведённой скорости пара, приведённой в [9].

Из рис. 10 видно, что подавление кипения для хладона 318С происходит для пленок с толщиной меньше 70 микрон. Для таких плёнок кипение практически подавлено и возможно только поверхностное испарение с малыми значениями коэффициентов теплообмена, что приводит к значительному ухудшению теплообмена при кипении движущейся жидкости в кольцевом миниканале.

Заключение

Капиллярные силы существенно изменяют режим течения при кипении движущейся жидкости в кольцевом горизонтальном канале с малым зазором. Преобладающим в этом случае является режим с асимметричными Тэйлоровскими пузырями и поршневое течение с проницаемыми для пара кипящими жидкими пробками. При наличии в потоке жидких перемычек специфические режимы течения в узком зазоре не оказывают значительного влияния на теплообмен при кипении движущейся жидкости из-за интенсивного кипения в перемычках. При достижении граничного паросодержания возникает ухудшение теплообмена со стенкой. Как показала визуализация потока, причиной этого является отсутствие жидких перемычек и прекращение кипения в плёнке, которое происходит для хладона Я318С при толщине пленки меньше 70 мкм. Переход к режиму конвективного испарения приводит к значительному уменьшению коэффициента теплоотдачи. Известная зависимость В.Е. Дорощука применима для расчета граничного

паросодержания только при xcr больше 0.4. Оценка xcr по предельной толщине пленки применима во всем рассмотренном диапазоне рабочих параметров.

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК

1. V.E. Nakoryakov, V.V. Kuznetsov, and O.V Vitovsky, Experimental Investigation of Upward Gas-Liquid Flow in a Vertical Narrow Annulus, Int. J. Multiphase Flow, vol. 18, pp. 313-326, 1992.

2. Кожелупенко Ю.Д. Кризис кипения недогретой жидкости в узких кольцевых каналах при малых скоростях движения / Ю.Д. Кожелупенко, Д.Ф. Смирнов, А.Л. Коба // Тез. док. Теплофизика и гидродинамика процессов кипеня и конденсации. - Рига. - 1982. Т. 1. - С. 154-155.

3. Kuznetsov V.V., Shamirzaev A.S. Two-phase flow pattern and flow boiling heat transfer in non- circular channel with a small gap // Two-Phase Flow Modelling and Experimentation 1999, G.P. Celata, P. Di Marco and R.K. Shah (Editors), 1999 Edizioni ETS, Piza, vol. 1, pp. 249-256.

4. Кутателадзе С.С. Основы теории теплообмена / С.С. Кутателадзе. - М.: Атомиздат, 1979.

5. G.N. Danilova, Correlation of Boiling Heat Transfer Data for Freons, Heat Transfer-Soviet Research,vol. 2(2), 73-78, 1970.

6. Петухов Б.С. Обобщенная зависимость для теплоотдачи при турбулентном течении газа в трубе кольцевого сечения / Б.С. Петухов, И.И. Розен // ТВТ. - 1964. - Т. 2. -

С. 78-81.

7. K. Stephan, Warmeubergang bei Turbulenter und bei Laminarer Stromung in Ringspalten, Chem. Ing. Tech., vol. 34, pp. 207-212, 1962.

8. Исследование кризиса теплообмена второго рода в кольцевых каналах с внутренним обогревом / В.Е. Дорощук и др. // Теплоэнергетика. - 1977. - № 6. - С. 66-71.

9. J.C. Asali, T.J. Hanratty and P. Andreussi, Interfacial Drag and Film Height for Annular Flow, AIChE J., vol. 31, pp. 886-902, 1985.

© В.В. Кузнецов, А.С. Шамирзаев, 2007