15.1. Механизм процесса кризиса теплообмена

Под кризисом теплообмена понимают такой режим переноса энергии с теплообменной поверхности в поток, при котором резко снижается коэффициент теплообмена и возрастает температура стенки. Природа возникновения кризиса теплообмена связана с образованием на теплооб-менной поверхности паровой пленки, препятствующей про-никновению жидкости к теплообменной поверхности в месте возникновения пленки. С увеличением теплового потока увеличивается число центров парообразования,вследствие чего в отдельных местах поверхности нагрева пузырьки пара сливаются, образуя паровую пленку. При высоких · плотностях тепловых потоков в пристенном слое может возникнуть паровая пленка даже тогда, когда температура ядра потока значительно меньше температуры насыщения. В этом случае приток теплоты с теплообменной поверхности в пристенный перегретый слой настолько велик, что образующиеся в слое пузырьки пара не успева-

ют полностью конденсироваться, а сливаются в единую массу, образуя также паровую пленку. Максимальный тепловой поток, предшествующий наступлению кризиса теплообмена, называют критическим тепловым потоком. Таким образом, наступление кризиса теплообмена связано с переходом пузырькового кипения в пленочное как при кипении жидкости в свободном объеме,, так и при движении потока вдоль теплообменных поверхностей.

В настоящее время в литературе также получила широкое распространение гидродинамическая теория кризисов, объясняющая механизм перехода к пленочному кипению нарушением устойчивости жидких пленок двухфазного пограничного слоя у поверхности теплообмена. Нарушение-устойчивости жидкой пленки связано с вытеснением ее из этого слоя пузырьками пара. Экспериментальные исследо-вания по определению структуры парожидкостного при-стенного слоя, выполненные просвечиванием потока иони-зирующим излучением, свидетельствуют о том, что макси-мальное паросодержание при режимах, близких к крити-ческим, наблюдается на расстоянии 0,4 — 0,5 мм от поверх-ности. Эти опыты подтверждают установившееся мнение о том, что переход к пленочному режиму кипения начинается со слияния пузырьков.

15.2. Кризис теплообмена при кипении на погруженных поверхностях

Ранее было отмечено, что при развитом пузырько-вом режиме кипения число центров парообразования воз-растает с увеличением плотности теплового потока. Бэтой-области коэффициент теплообмена пропорционален плот-ности теплового потока:

α=kq^0,7, (15.1)

где k — коэффициент пропорциональности, зависящий от свойств жидкости, свойств теплоотдающей поверхности и других факторов.

Графическое изображение изменения коэффициента теп-лообмена от плотности теплового потока представлено на рис. 15.1. Участок АВ характеризует изменение функции-α=f(q) и выражен формулой (15.1). В точке В возникает кризис при q_кр1. Снижение коэффициента теплообмена может произойти без изменения плотности теплового потока (линия BD), когда тепловой поток задается независимо от условий теплообмена (выделение ядерной энергии внутри

твэла или электрический обогрев теплоотдающей поверх-ности). В этом случае возникшая в одном месте паровая пленка почти мгновенно распространяется по всей поверх-ности. Если же обогрев теплообменной поверхности осу-ществляется греющим теплоносителем (насыщенным паром), то в этом случае независимым остается температурный напор Δt=t_w—t_s (разность между температурой стенки и температурой кипения жидкости). По мере роста

Рис. 15.1. Зависимость α от q при кипении воды на погруженной теп-лоотдающей поверхности

Δt возникшая паровая пленка рас-пространяется по поверхности по-степенно. Снижение среднего по поверхности значения α в процессе развития кризиса теплообмена при-водит к уменьшению q в силу изве-стной зависимости q=αΔt. И в этом случае переход от пузырькового ки-пения к пленочному неизбежно со-провождается уменьшением тепло-вого потока (линия ВС). Участки DE и СЕ характеризуют область пленочного кипения. Возникшая паровая пленка обладает высокой устойчивостью. Чтобы снова восстановить режим пузырькового кипения, необходимо разрушить паровую пленку, т. е. уменьшить температуру теплоотдающей поверхности снижением плотности теплового потока. Восстановление пузырькового режима кипения произойдет после того, как жидкость снова начнет смачивать поверх-ность. Переход от пленочного режима кипения к пузырь-ковому произойдет при q_кр2 (линия CF) независимо от способа обогрева, причем значение q_кр2 значительно меньше плотности критического теплового потока q_кр1. Тепловой поток, отвечающий плотности q_кр2, называется вторым критическим тепловым потоком. В расчетах теплоэнергетических аппаратов АЭС используют значения плотности критического теплового потока q_кр1, поскольку безаварийная надежная работа твэлов определяется, запасом теплообмена до наступления кризиса теплообмена. Действительные значения плотностей тепловых потоков в самых теплонапряженных твэлах и кассетах должны быть значительно меньше q_кp1.

В соответствии с гидродинамической теорией кризисов [19] переход к пленочному кипению происходит из-за потери устойчивости жидких пленок двухфазного пограничного слоя. Потеря устойчивости жидкостной пленки с об-

разованием паровой пленки на теплообменной поверхности может произойти при определенном соотношении динами-ческого напора пара ρ"(w"_кр)² и работы, совершаемой паром при вытеснении жидкости из паровой пленки, gδХ(ρ'—ρ"):

ρ"(w"_кр)²/[gδ(ρ'—ρ")] = k = const, (15.2)

где δ — средняя ширина паровой пленки; w"_кр — критиче-ская скорость пара. Допуская, что δ ∞, аw"_кр = q_кр1/(ρ''r) и подставляя значения δ и w"_кр в равенство (15.2), получаем

(15.3)

где k — константа.

Анализ экспериментальных данных показал, что в первом приближении только для одной жидкости эта константа остается постоянной. При исследовании кризиса кипения в различных жидкостях значение k несколько изменяется. Анализируя кризис теплообмена при кипении различных жидкостей, В. М. Боришанский показал некоторое влияние вязкости жидкой фазы на константу:

k = 0,13+4[(v')^0,8/g^0,4][g(ρ'—p")/σ]^0,6, (15.4)

где ν' — кинематическая вязкость жидкой фазы. При кипении в свободном объеме давление неоднозначно влияет на плотность критического теплового потока. При увеличении давления вначале q_кр1 возрастает, достигает некоторого максимального значения, отвечающего давлению (1/3)р_кр, а затем начинает уменьшаться до значения, соответствующего р_кр — критическому давлению.

В ядерной энергетике находят широкое применение па-рогенераторы с горизонтальными пучками труб и кипением жидкости в межтрубном пространстве. Эти поверхности теплообмена работают в условиях повышенных тепловых нагрузок и истинных паросодержаний двухфазного потока. Особенность работы таких горизонтальных парогенерирую-щих пучков заключается в том, что нижние ряды труб находятся в объеме жидкости, а по мере подъема пара вверх в пучке возрастает содержание пара и уменьшается доля жидкости. Возникает так называемая проблема «за-паривания» некоторых верхних рядов труб в пучке, обус-ловленная оттеснением жидкости от теплообменных по-верхностей и ухудшением температурного режима стенок

труб из-за кризиса пузырькового кипения. При возникнове-нии кризиса кипения плотность жидкости, окружающей поверхность нагрева, уменьшается и становится равной

ρ=ρ'(1—φ)+ρ"φ, (15.5)

где φ — истинное паросодержание в межрядном простран-стве пучка. Подставляя в (15.3) вместо ρ' значение плотности ρ из (15.5), получаем зависимость для плотности критического теплового потока в условиях естественной конвекции парожидкостного потока около парогенерирую-щей поверхности:

q_кр=q_кр1(1— φ)^0,25. (15.6)

Экспериментальные определения плотностей критиче-ских тепловых потоков в горизонтальных пучках [58] по-казали, что увеличение истинного паросодержания приводит к заметному снижению q_кр. Для расчета предельно допустимых плотностей тепловых потоков в горизонтальных парогенерирующих пучках труб, при которых не происходит кризиса пузырькового кипения при запаривании, в [58] рекомендована следующая зависимость:

(15.7)

Коэффициент 0,16 получен расчетом по формуле (15.4) при кипении воды в большом объеме, когда истинное паросо-держание φ = 0. Зависимость (15.7) применима в диапазонах 0≤φ≤0,92; 10≤ (ρ'—ρ")/ρ'≤1600; 0≤w₀≤1,0.