WYMIANA CIEPŁA A PRZY ZMIANACH STANU SKUPIENIA

Transkrypt

1 WYMIANA CIEPŁA A PRZY ZMIANACH STANU SKUPIENIA WYKŁAD 8 Dariusz Mikieewicz Poitechnika Gdańska ska Wydział Mechaniczny Katedra Techniki Ciepnej

2 Wstęp Szczegónym przypadkiem konwekcyjnej wymiany ciepła są zagadnienia, w których występuje więcej niż jedna faza tego samego czynnika. Doprowadzone ciepło powoduje przejście jednej fazy w drugą na granicy rozdziału faz, bez zmiany temperatury. Mamy więc do czynienia z przejściem fazy parowej w fazę ciekłą zwanym kondensacją bądź z przejściem odwrotnym, tzn. fazy ciekłej w parową, zwanym wrzeniem. Jednakże zagadnienia te są znacznie bardziej skompikowane niż zagadnienia konwekcji w jednej fazie. Ich opis matematyczny wymaga zatem opisu zarówno obu faz, jak i zjawisk zachodzących na granicy ich rozdziału. Z tego też wzgędu istniejące teorie podają na ogół uproszczony opis zagadnień i wymagają weryfikacji eksperymentanej. Zagadnienia te, spotykane w energetyce, technoogii chemicznej i w szeregu innych dziedzin współczesnej techniki, mają ogromne znaczenie praktyczne. Przemiany jednej fazy w drugą mogą zachodzić zarówno na ściance jak i wewnątrz fazy, zwyke jednak spotykanym w praktyce jest pierwszy z przypadków.

3 Wymiana ciepła podczas kondensacji pary Jeżei temperatura powierzchni jest niższa od temperatury nasycenia pary, to para kondensuje się na tej powierzchni, przy czym rozróżniamy kondensację kropową i błonową. Pierwsza z nich, a zatem kondensacja kropowa to proces, podczas którego na powierzchni powstają krope kondensatu. Można ją wywołać na powierzchni nie zwiżonej przez ciecz ub też przez sztuczne pokrycie powierzchni odpowiednimi warstwami np. tłuszczu. Druga z nich - kondensacja błonowa - to proces kondensacji, podczas którego na powierzchni powstaje fim cieczy. Kondensacja taka zachodzi na powierzchni, która może być dobrze zwiżona przez ciecz, przy czym w praktyce na ogół spotyka się kondensację błonową oraz mieszaną. Kondensacja kropowa charakteryzuje się bardzo wysokimi współczynnikami przejmowania ciepła, znacznie wyższymi niż kondensacja błonowa. Podczas kondensacji błonowej grubość fimu cieczy rośnie na skutek odprowadzania ciepła od ścianki i pod wpływem sił ciężkości fim ten zaczyna spływać w dół. Ruch kondensatu jest aminarny, po czym przy daszym wzroście grubości fimu przechodzi w aminarny faowy, a następnie w turbuentny.

4 Wstęp Ciepło przechodząc poprzez fim cieczy do ścianki pokonuje opór ciepny przejścia fazy parowej w ciekłą oraz opór ciepny kondensatu. Wobec tego całkowity opór ciepny R przejścia strumienia ciepnego można zapisać w postaci zaeżności Ti Tw 1 R R + Ri, q α R - opór ciepny fimu cieczowego, R i - opór ciepny przejścia fazy parowej w ciekłą, T i - temperatura powierzchni rozdziału faz, T w - temperatura ścianki, q - gęstość strumienia ciepnego, α -współczynnik przejmowania ciepła podczas kondesacji

5 Wstęp Opór ciepny R i powoduje uskok temperatury na powierzchni rozdziału faz Tv T i. Proces kondensacji można rozpatrywać na gruncie moekuarnej budowy materii. Zaeżność na opór przejścia fazy parowej w ciekłą można przedstawić w postaci R i k k πr h v T P v T v v Ti Pi T R - indywiduana stała gazowa pary, h v - ciepło parowania (kondensacji), T v - temperatura fazy parowej, T i - temperatura na powierzchni rozdziału faz, P v - ciśnienie fazy parowej, P i - ciśnienie na powierzchni rozdziału faz, k - współczynnik kondensacji. i

6 Wstęp Z powyższej zaeżności wynika, iż opór ciepny przejścia fazy parowej w ciekłą zaeży od ciśnienia P v, współczynnika k oraz gęstości strumienia ciepła q, którego zmiana wiąże się ze zmianą różnicy T v -T i. Jak wykazują obiczenia, tym większy jest uskok temperatury na granicy rozdziału faz, im mniejsze wartości współczynnika k oraz mniejsze ciśnienie pary. Doświadczenia przeprowadzone przy kondensacji błonowej da czystej pary wodnej przy ciśnieniu p > 0,1 bara wykazały, że uskok ten jest praktycznie biski zeru. Opór ciepny fimu R zaeży od charakteru przepływu fimu. W przypadku ruchu aminarnego ciepło przez fim przenoszone jest na drodze przewodnictwa, natomiast w przypadku ruchu turbuentnego dodatkowo na drodze konwekcyjnej. Przejścia ruchu aminarnego w turbuentny da fimu wyznacza się przy pomocy iczby Reynodsa opisanej następującą zaeżnością wδ Re, ν gdzie w jest to średnia prędkość fimu da okreśonej współrzędnej wzdłuż kierunku spływu kondensatu, δ to grubość kondensatu w tym miejscu, zaś ν to współczynnik epkości kinematycznej fimu.

7 Wstęp Dane doświadczane wskazują, że krytyczna iczba Reynodsa zmienia się od 60 do 500. W praktyce da powierzchni pionowych przyjmuje się iczbę Re kr 400 Ruch aminarny fimu może przechodzić w faowy, wówczas to proces wymiany ciepła jest dość złożony. Z badań Kapicy wynika, że średnia grubość fimu zafaowanego jest mniejsza niż średnia grubość fimu aminarnego, co powoduje, że współczynniki przejmowania ciepła da faowego ruchu kondensatu są wyższe niż da aminarnego. Ruch faowy kondensatu występuje po przekroczeniu wartości iczby Reynodsa Re Re fa σ / 3 4 / 3 ρ g ν Rozróżnia się także kondensację pary nieruchomej oraz pary ruchomej, przy której ruchu na granicy rozdziału faz powstają siły tarcia mogące spowodować zatrzymywanie bądź przyspieszanie ruchu fimu, w zaeżności od kierunku ruchu kondensatu i pary. W efekcie może to prowadzić do zmiany grubości fimu, a zatem także jego oporu ciepnego. 3 /11,

8 Wstęp Z reguły para podczas kondensacji zawsze posiada pewną prędkość, która wynika z faktu zamiany masy pary na masę cieczy. Jeśi zjawisko kondensacji następuje w dużej objętości, para przemieszcza się prostopade do ścianki ze średnią prędkością: q - średnia gęstość strumienia ciepła, h v - ciepło kondensacji, w ρ v - gęstość pary. v q h ρ v v Prędkość pary nie wpływa jednak istotnie na sam proces wymiany ciepła, wobec czego jeśi para posiada tyko tę prędkość to uważa się ją za nieruchomą. Zwyke w zagadnieniach teoretycznych zakłada się dodatkowo, że para jest nasycona. Kondensacja pary mokrej i przegrzanej jest bardziej złożona.

9 Kondensacja na pionowej ścianie Rozważamy kondensację pary nasyconej na pionowej ściance, wprowadzając następujące założenia upraszczające (teoria Nusseta (1916)): - ruch fimu jest aminarny, - gradient ciśnienia oraz siły bezwładności fimu są zaniedbywane, -prędkość kondensatu przy ściance równa jest zeru, - temperatura na powierzchni rozdziału faz równa jest temperaturze nasycenia, T i T s, - ruch pary jest pomijany, - temperatura ścianki jest stała, T w const, -własności fizyczne fimu są stałe i niezaeżne od temperatury, -wpływ napięcia powierzchniowego jest zaniedbywany, - konwekcyjne przenoszenie ciepła oraz przewodnictwo ciepne w kierunku wzdłużnym są zaniedbywane. kondensat

10 Kondensacja na pionowej ścianie Przy powyższych założeniach proces wymiany ciepła będzie opisany równaniami: - ruchu, zgodnie z zaeżnością - energii, zgodnie z zaeżnością g y w w + ν 0 dy T d 0, y w,, 0,, 0 gr s w T T y w T T y δ Warunki brzegowe:

11 Kondensacja na pionowej ścianie pozwaa na obiczenie współczynnika przejmowania ciepła danego wyrażeniem Jako że pomijamy wpływ sił bezwładności, które mogłyby powodować zmianę prędkości w kierunku osi, równanie ruchu może być uproszczone przez pominięcie w nim członu i po jego scałkowaniu przy powyższych warunkach brzegowych, otrzymujemy paraboiczny profi prędkości dany wyrażeniem Rozwiązanie równania energii przy warunkach brzegowych :, T s T w dy dt δ. w s T T dy dt δ λ λ α. y y g w δ ν g y w w + ν

12 Kondensacja na pionowej ścianie natomiast strumień kondensatu m, przechodzący przez przekrój w odegłości od początku ścianki, przypadający na 1 m szerokości ścianki, można przedstawić jako: Z koei zmianę iości kondensatu na odcinku d okreśimy w postaci Średnią wartość prędkości fimu kondensatu okreśić możemy z zaeżności: g dy w w δ ν δ δ g w m δ ν ρ δ ρ. d g d m dm δ ν δ ρ δ δ

13 Kondensacja na pionowej ścianie λ dq h v dm Przyrost dm spowodowany jest odprowadzaniem ciepła dq z powierzchni 1 d: h gρ δ v dq h dm dδ, v ν gdzie h v jak poprzednio jest ciepłem kondensacji. Wyrażając teraz ciepło dq za pomocą gęstości strumienia ciepła q uzyskujemy dq λ qd 1 δ ( T T )d s w

14 Kondensacja na pionowej ścianie Porównując prawe strony powyższych równań otrzymujemy różniczkowe równanie opisujące zmienność grubości fimu kondensatu δ ze współrzędną h gρ δ v ν λ dδ δ ( T T ) d. Po scałkowaniu powyższego równania i przyjęcia warunku skąd stała całkowania C 0, a grubość fimu kondensatu okana wartość współczynnika przejmowania ciepła δ Średnia wartość współczynnika przejmowania ciepła na długości 4 λ α δ 0, δ 4λν h ρ g 4 s 0 w ( T T ) s w. v 3 h ρ λ g 4ν v ( T T ) h ρ λ g α d α 0 3 4ν s w v ( T T ). s w

15 Kondensacja na pionowej ścianie Powyższa zaeżność może być przedstawiona w postaci bezwymiarowej ( Nu) α λ 4 1 ( N u) ( Ga)( Pr) K ( Ga)( Pr) 3 4 Ga g ( ) ν [ K] 4 K c hv ΔT p, Niektórzy następcy Nusseta rozważai powyższy probem z uwzgędnieniem nieiniowego profiu temperatury, rozwiązując przy tym warunku równanie energii. Inni natomiast uwzgędniai siły bezwładności. Jednakże, mimo iż rozwiązania te były dokładniejsze od uzyskanych przez Nusseta, wprowadziły one niewiee zmian do pierwotnego rozwiązania (nussetowskiego). Naeży dodać, iż teoria Nusseta odnosząca się do płyty pionowej stworzyła podstawy rozwiązania zagadnienia kondensacji na płytach nachyonych oraz na rurze.

16 Turbuentny ruch kondensatu Przy turbuentnym przepływie kondensatu wymiana ciepła w porównaniu z ruchem aminarnym intensyfikuje się. Przy ruchu aminarnym bowiem ciepło przenosiło się tyko na drodze przewodnictwa ciepnego, natomiast przy ruchu turbuentnym, dodatkowo poprzez konwekcję. Jak wiadomo, w ruchu turbuentnym strumień ciepny oraz naprężenie styczne w dowonym przekroju równoegłym do ścianki mogą być opisane równaniami, które uwzgędniają fakt, że przy ruchu turbuentnym przenoszenie ciepła i pędu odbywa się nie tyko na drodze moekuarnej, ae i dzięki turbuentnym pusacjom. ε ( ) H τ μ 1 + Pr ν ε T dt q λ 1 + ( Pr) ν dy Przyjmuje się ε T ε H ε, gdzie ε H jest dyfuzyjnością pędu, a ε T - dyfuzyjnością ciepła. Zjawisko przejścia ciepła przez kondensat zachodzi praktycznie przy stałym strumieniu ciepnym, w odróżnieniu od przejścia ciepła w cieczy jednofazowej w rurze, gdzie strumień ciepny zmienia się od wartości maksymanej na ściance do zerowej w osi rury. dw dy

17 Turbuentny ruch kondensatu okany współczynnik przejmowania ciepła może być okreśony po scałkowaniu zaeżności opisującej strumień ciepła, w której przyjmuje się, że własności fizyczne dotyczą kondensatu T T s w dt T s T w q λ 1 + (Pr) skąd okana wartość współczynnika przejmowania ciepła jest okreśona jako q α δ T T s w 0 δ 0 1 dy dy λ 1 + (Pr) ε ν ε ν. Łabuncew przeprowadził obiczenia okanego współczynnika przejmowania ciepła. Ich wyniki aproksymował w przedziałach α λ ν g ( Pe) 0.5 ( Pr) ( Pr) 5, 1.5 Re wδ m αδt Re ( ) ( Nu) Re 1 ( ) ν μ r μ ( Pr)K

18 Turbuentny ruch kondensatu okany współczynnik przejmowania ciepła może być okreśony po scałkowaniu zaeżności opisującej strumień ciepła, w której przyjmuje się, że własności fizyczne dotyczą kondensatu T T s w dt T s T w q λ 1 + (Pr) skąd okana wartość współczynnika przejmowania ciepła jest okreśona jako q α δ T T s w 0 δ 0 1 dy dy λ 1 + (Pr) ε ν ε ν. Łabuncew przeprowadził obiczenia okanego współczynnika przejmowania ciepła. Ich wyniki aproksymował w przedziałach α λ ν g ( Pe) 0.5 ( Pr) ( Pr) 5, 1.5 Re wδ m αδt Re ( ) ( Nu) Re 1 ( ) ν μ r μ ( Pr)K

19 Kondensacja na rurach poziomych Rozwiązanie zagadnienia kondensacji da płyty pozwaa na rozwiązanie zagadnienia kondensacji da rury poziomej. Średni współczynnik przejmowania ciepła podczas kondensacji da rury poziomej, da przypadku, gdy temperatura ścianki rury jest stała T w const α λ ρ gh v μ ( T T )d W przypadku, gdy q w const stała powyżej przyjmuje wartość s W praktyce przemysłowej, z reguły mamy do czynienia z kondensacją zachodzącą na pęczku rur w wymienniku. Proces wymiany ciepła jest tu bardziej złożony niż w przypadku pojedynczej rury. Przestrzeń, w której zachodzi kondensacja jest ograniczona, datego też na wymianę ciepła wpływa ruch pary. Ponadto, kondensat ścieka z rurek położonych wyżej na rurki położone niżej, co powoduje zmianę grubości warstwy kondensatu na rozpatrywanej rurce, a tym samym zmianę oporu ciepnego kondensatu. Ze wzgędu na zmienny opór ciepny kondensatu, związany także ze zmiennym współczynnikiem przejmowania ciepła, zmienna jest również temperatura ścianek poszczegónych rur, co stanowi dodatkową kompikację w anaitycznej anaizie przejmowania ciepła w pęczku rur. w

20 Wymiana ciepła podczas wrzenia Przejście fazy ciekłej w parową następuje, gdy faza ciekła jest przegrzana, tzn. gdy jej temperatura jest wyższa od temperatury nasycenia. Powstawanie fazy parowej związane jest z istnieniem zarodków będących źródłami tworzenia się fazy, takich jak zanieczyszczenia w cieczy, rozpuszczone gazy, cząstki promieniowania bądź fuktuacje gęstości ub nierówności na ściance.

21 Wymiana ciepła podczas wrzenia Anaiza wykazała, iż praca tworzenia się pęcherzyków parowych jest mniejsza da nierówności powierzchni jak da zarodków istniejących w objętości cieczy, stąd też faza parowa tworzy się z reguły na ściance, do której doprowadza się ciepło. Zagadnienia wrzenia, podobnie jak zagadnienia konwekcji w jednej fazie dzieą się w ogóności na zagadnienia, przy których geometria przestrzeni i hydrodynamika przepływu nie wpływa istotnie na proces wymiany ciepła, nazywane wówczas wrzeniem w objętości oraz na zagadnienia, w których kształt przestrzeni i hydrodynamika przepływu faz ma zasadniczy wpływ na wymianę ciepła, nazywane wrzeniem w przepływie. Ponadto, przy małych strumieniach ciepnych, a zatem małych przegrzaniach cieczy wrzenie ma charakter pęcherzykowy, zaś przy dużych strumieniach ciepnych, czyi dużych przegrzaniach cieczy, zamiast pęcherzyków parowych na ściance tworzy się błona parowa i takie wrzenie nazywa się wrzeniem błonowym. Rozróżnia się także wrzenie przechłodzone, które ma miejsce gdy temperatura cieczy w pewnej odegłości od ścianki jest niższa od temperatury nasycenia i wrzenie nasycone, gdy temperatura cieczy w całej rozpatrywanej objętości jest równa abo nieco wyższa od temperatury nasycenia.

22 Wrzenie pęcherzykowe Przy przegrzaniu się cieczy na zarodkach znajdujących się na ściance zaczynają tworzyć się pojedyncze pęcherzyki parowe i w miarę daszego przegrzewanie cieczy uaktywniają się koejne zarodki, a więc pojawia się coraz więcej pęcherzyków na jednostkę czasu przez zarodek, w wyniku czego pęcherzyki mogą się łączyć w kierunku pionowym i poziomym przepływu. Daszy wzrost przegrzania prowadzi do utworzenia początkowo niestabinej, a następnie stabinej błony parowej. Da ustroju pojedynczych pęcherzyków parowych nie oddziaływujących wzajemnie na siebie, najprostszego do anaizy teoretycznej, okreśamy minimane przegrzanie cieczy (nadwyżka temperatury cieczy T c wzgędem temperatury nasycenia T s ), przy którym może istnieć pęcherzyk parowy, wiekość odrywającego się pęcherzyka o przyjętym da uproszczenia kształcie sfery, częstość odrywania się pęcherzyków i ich ruch w fazie ciekłej.

23 Wrzenie pęcherzykowe Z warunku równowagi sił działających na pęcherzyk sferyczny, okreśonego równaniem apace'a, wynika że różnica ciśnień między obu fazami jest proporcjonana do napięcia powierzchniowego p v p σ R Δp σ R -ciśnienie fazy parowej, -ciśnienie fazy ciekłej, - napięcie powierzchniowe, - promień pęcherzyka sferycznego, p v p Z powyższych zaeżności wynika, że temperatura nasycenia wewnątrz pęcherzyka parowego T R,v będzie wyższa od temperatury nasycenia fazy ciekłej ub temperatury nasycenia nad płaską powierzchnią T v. Poszukiwane przegrzanie będzie więc wynosić ΔT T R,v -T v

24 Nasycone wrzenie w objętości para pęcherze parowe ciecz Ciało stałe Wrzenie przechłodzone: T <T sat Wrzenie nasycone: T >T sat

25 Rozważania fizyczne q hδt? DT? ΔT T Skaa długości pęcherzyków czy kapiarna Nadwyżka temperatury s T ΔT? T s T sat ( P ) g σ ρ ( ρ ) v Opis fenomenoogiczny Nadwyżka temperatury ΔT e ( T T ) s sat Ciepło parowania h v Napięcie powierzchniowe σ Siły wyporu ( ρ ρ v )g

26 iczby bezwymiarowe iczba Nusseta iczba Prandta iczba Jacoba iczba Bonda iczba bez nazwy... h Nu k ν μc p Pr α k cpδt Ja h ρg Bo ρg ( ρ ρ ) fg μ ( ρ ρ ) v σ 3 v

27 Doświadczenie Nukiyamy Para wodna, p1 atm Woda, T s drucik patynowy, q, ΔT e T w -T s Stanowisko Nukiyamy do pokazania procesu wrzenia w objętości kontroując strumień ciepła

28 Wizuaizacja wrzenia w doświadczeniu Nukiyamy

29 Powstawanie pęcherzyków parowych (a) obszar pojedynczych pęcherzyków (b) obszar korków i koumn (strugi parowe) (c) Obszar wrzenia błonowego Wyideaizowane strugi parowe

30 Krzywa wrzenia Nukiyama (1934) Kontroowany strumień ciepła Kontroowana temperatura powierzchni AB Konwekcja jednofazowa BC Wrzenie pęcherzykowe CF Wrzenie przejściowe FDE Rozwinięte wrzenie błonowe

31 α Krzywa wrzenia q parowanie Początek wrzenia (tzw. zerowy kryzys wrzenia): przejście z 1F w F wrzenie pęcherzykowep wrzenie wrzenie bonowe q q kr 1 pęcherzykowe K 1 P 1 q kr P K Kryzys wrzenia pierwszego rodzaju: przejście wrzenia pęcherzykowego w przepływ błonowy Kryzys wrzenia drugiego rodzaju: odejście od struktury błonowej b i powrót t do wrzenia pęcherzykowego Punkt eidenfrosta Δ T

32 Średnica oderwania z cen. nukeacji 0.1μm, q10 kw/m i kw/m Woda Aky (8-16)

33 Początek wrzenia przechłodzonego odzonego, q300kw/m, T f 40 o C Woda Inny czynnik Habon B 530 ppm

34 Wrzenie nasycone na rurce.. q100 kw/m Woda Aky

35 Konwekcja naturana c q ~ ΔT e (c: 1/4~5/4) c zaeży od charakteru przepływu Nie ma zaeżności iniowej pomiędzy q oraz ΔT - Daczego? Daczego używamy iczby Nu podczas wrzenia? Najczęściej używamy zaeżności dotyczących konwekcji naturanej na płycie (ogrzewanej) Nu 1 4 ~ δ th ~ Ra

36 Wrzenie pęcherzykowe Powstawanie pęcherzyka Fuktuacje okanej gęstości moekuarnej Zarodki pęcherzyków v (niestabine ekwiibrium) P P P Obserwacje v ~ σ + re Psat ( T ) Psat ( Ts ) a b q ΔT e n (a1., b1/3) n ~ ΔT e d (d5~6) P v P

37 Wrzenie pęcherzykowe Mode Rohsenowa (195) (1) Założenie: Wymiana ciepła od powierzchni ogrzewanej do cieczy powstawanie pęcherzyków okana agitacja spowodowana cieczą płynącą w śadzie odrywających się pęcherzyków poprawa wymiany ciepła Obserwacje eksperymentane pokazują, że wpływ przechłodzenia cieczy na wymianę ciepła zanika ze wzrostem gęstości strumienia ciepła q α[ T T ( P )] W sat Nu Re c c α k c ρ U c, μ ARe c n c Pr m ρ U v c, v μ ARe c h ( 1 r ) ( 1 s ) c q v c μ Pr

38 Prędkości charakterystyczne Characterystyczny wymiar pęcherzyka Characterystyczna długość Średnica oderwania pęcherzyka wg Rosenowa v v v c h q U ρ, v c h q U ρ, ( ) 1 3 v b g R ρ ρ σ ( ) 1 v c g ρ ρ σ ( ) 1 v b c g C ρ ρ σ θ Wrzenie pęcherzykowe Mode Rohsenowa (195) ()

39 Koreacja Rosenowa Incropera, (r1/3 and sn) Postać bezwymiarowa ( ) r fg e p r s r s f v fg h T c C g h q 1, 1, 1 Pr 1 Δ ρ ρ σ μ A C C b s f θ, m nb c C Ja Nu Pr 3 λ α ( ) 3,, 1 Pr Δ n v f s e p v v h C T c g h q σ ρ ρ μ Wrzenie pęcherzykowe Mode Rohsenowa (195) (3)

40 Przepływ dwufazowy nieadiabatyczny Podczas przepływu: zmienia się masowa zawartość fazy parowej wzdłuż kanału, zmienia się stopień zapełnienia kanału, zmienia się okany współczynnik przejmowania ciepła a przy ściance. α wymiana ciepła przez konwekcję wrzenie rozwinięte kierunek doprowadzania ciepła (promieniowy wzdłuż długości kanału Przepływ fazy parowej przepływ mgłowy (ciecz w postaci mgły w parze) Przepływ pierścieniowy (para z zawieszonymi kropekami cieczy wypełnia środek rury; cienka warstwa cieczy na ściankach) Przepływ korkowy (duże pęcherze pary) Przepływ cieczy o temperaturze nasycenia ( brak kondensacji pęcherzyków pary ) wrzenie przechłodzone Przepływ cieczy niedogrzanej o temperaturze nasycenia przy ściance (brak pęcherzyków pary) q wymiana ciepła przez konwekcję kierunek przepływu Przepływ cieczy niedogrzanej do temperatury nasycenia (brak pęcherzyków pary)

41 Struktury przepływu dwufazowego pęcherzykowy wirowo - pierścieniowy pierścieniowy korkowy pierścieniowo - mgłowy

42 Struktury przepływu dwufazowego pęcherzykowy mgłowy korkowy pierścieniowy

43 Struktury przepływu dwufazowego, qvar duża a wartość strumienia ciepnego średnia wartość strumienia ciepnego mała a wartość strumienia ciepnego

44 Kryzys wrzenia w przepływie DNB (PWR) Dryout (CANDU)

45 Kryzys wrzenia w objętości Niestabiność Kevina-Hemhotza Niestabiność Tayora różnica gęstości Niestabiność K-H różnica prędkości λ KH f ( σ, ρ, ρ, g) g Niestabiność Tayora u < > u1 p p1 Prowadzi do rozerwania się strug Kryzys wrzenia: λ KH λ T Kryterium stabinego wrzenia błonowego

46 Początek wrzenia nasyconego woda Aky (8-16) C300ppm q w 90 kw/m m& 57. kg / ms

47 Rozwinięte wrzenie nasycone q woda w 90 kw/m Aky (8-16) C300ppm m& 57. kg / ms

48 Kryzys wrzenia I rodzaju - dryout q woda w 90 kw/m Aky (8-16) C300ppm m& 57. kg / ms

49 Koreacje empiryczne Koreacje oparte na parametrze Martineego X tt ρv μ X tt ρ μ α tp α α α tp a ( X ) b tt [ Bo m( X ) b ] a ' + tt Denger & Addoms: a3.5 i b-0.5, Guerrieri & Taty v a3.4 i b-0.45 Schrock & Grossman: a'7400, b0.66 & m Coier & Puing: a'6700, b0.66 & m αtpb α α 1 Pb + α Kutateadze

50 Istniejące metody α Sα + TPB Pb F α cb 1. Uogónienie małej iczby indywiduanych danych eksperymentanych autorów w małym zakresie zmian parametrów. Uogónienie dużej iczby danych z wieu źródeł danych w dużym zakresie zmian parametrów Żadna ze znanych koreacji nie ma podstaw teoretycznych!

51 Oczekiwanie od koreacji uogónionych 1. Podstawy teoretyczne. Dobre odwzorowanie WPC 3. Prosta postać anaityczna Półempiryczna metoda wyznaczania WPC podczas wrzenia w przepływie (Mikieewicz (197)) Wrzenie w objętości Konwekcyjna wymiana ciepła cieczy ub gazu Adiabatyczny współczynnik oporu przepływu (R)

52 Wymiana ciepła a z generacją pęcherzyków Dysypacja energii w przepływie E E + TPb Zdefiniowanie odpowiednich członów prowadzi do wyrażenia TPb TP TP E ξ ξ + ξ Pb Pb Używając anaogii między wymianą ciepła i pędu TPb TP α α + α Pb.4 α R 0 TP α 0 α α TPb 0 R α α Pb 0 J. Mikieewicz (197)

53 Modyfikacja koreacji / RM S 1 1 (1 ) + f + 1 f1z dp 3/ μ c 1 dp α G p λ μ GO GO f1 f z α μ c dp μ G O pg λ G dz O 1/ 4 ρ ρ G α TPB REF 0.76 RM S 1 α p α PB REF α b c d ( ) P a S R M 1 Re Bo α α TPB REF R 0.76 M S Re Bo ( RM S 1) 1 α α PB REF

54 Kanały y o średnicach konwencjonanych R11+R1+R a.53*10^-3, b1.17,c0.6,d-0.65 R11 R1 R y +30% -30% 3 R11+R1+R a.53*10^-3,b1.17,c0.6,d-0.65 R11 R1 R α th 1000 α th /α ep α ep Ponad 63% obiczeń znajduje się w zakresie błędu ±30% da przypadku posiadanego banku danych

55 Kanały y o małych średnicach 3 α th P.53*10^-3 Re^1.17 Bo^0.6 Co^ R11 R1 141b 134a y +30% -30% αth/αep P.53*10^-3 Re^1.17 Bo^0.6 Co^ R11 R1 141b 134a α ep Ponad 64% obiczeń znajduje się w zakresie błędu ±30% da przypadku posiadanego banku danych da kanałów o małych średnicach

56 Zasada działania rurki ciepła kondensacja sekcja adiabatyczna parowanie ciepło odprowadzone przepływ pary knot ciepło doprowadzone osłona przepływ cieczy

57 Zasada działania rurki ciepła szczena obudowa ciepło odprowadzone umowna granica podziałowa ciepło odprowadzone powrót kondensatu para czynnika roboczego ciepło doprowadzone ciepło doprowadzone Schemat działania rurki ciepła wrzenie czynnika roboczego

58 Przykłady zastosowania rurek ciepła rurowe przegrodowe Zakrzywione rurowe pierścieniowe

59 Przykłady zastosowania rurek ciepła Rurowe giętkie Dioda Zmienny opór przewodzenia Upusty ciepła o dużej pojemności

60 Ograniczenia zastosowań rurek ciepła epkościowe siły epkości ograniczają przepływ pary w rdzeniu rurki ciepła Dźwiękowe przepływ pary osiąga prędkość dźwięku na wyjściu z części parownika i powoduje stałą moc przy dużych gradientach temperatury, Porywanie/zaewanie para o dużym wydatku ogranicza spływ kondensatu do parownika, Kapiarne suma grawitacyjnego, cieczowego i parowego ciśnienia przewyższa kapiarne ciśnienie pompowania w strukturze knota, Wrzenie wrzenie błonowe w parowniku rurki ciepła z reguły zaczyna się przy strumieniach ciepła 5-10 W/cm da knotów odbijających oraz 5-35 W/cm da knotów z substancji porowatych.

61 Ograniczenia zastosowań rurek ciepła Przykład upustu ciepła Całkowita moc iczba rurek ciepła Moc na jedną rurkę Powierzchnia Długość rurki ΔT U 0 (na 1 rurkę) W cm cm K W/mK Materiał Diament 000 Srebro 410 Miedź 386 Auminium 180