WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Полученная зависимость коэффициента гидравлического сопротивления от температуры в лобовой точке представлена на рис. 4. Как видно, при массовых скоростях w > 2200 кг/(м2с) для конвективной области (Ti,0 < 180°C), увеличение подводимой мощности и, соответственно, рост температуры в лобовой точке, приводит к снижению коэффициента гидравлического сопротивления, что естественно объясняется уменьшением вязкости теплоносителя в пристеночном слое с возрастанием средней температуры потока. Расхождение экспериментально полученных значений и расчета по соотношению (5) не превышает 15%. Таким образом, в сильно недогретом закрученном потоке теплоносителя для расчета коэффициента гидравлического сопротивления вполне оправдано применение классических соотношений, модернизированных для закрученного потока при одностороннем обогреве.

Для обработки экспериментальных данных использовалась методика, позволяющая по прямым измерениям температурного поля мишени определить температуру в лобовой точке, плотность теплового потока на границе стенка-жидкость и локальный коэффициент теплоотдачи. В случае, если распределение температурного поля по оси симметрии мишени РУ однородно, то, измерив температуру в нескольких точках, возможно путём экстраполяции получить значение температуры, как на внешней поверхности мишени, так и на стенке канала с теплоносителем. Затем графическим методом найти производную температуры и плотность теплового потока на стенке канала с последующим расчётом локального значения коэффициента теплоотдачи.

Анализ экспериментальных данных показал, что распределение температурного поля в мишени носит практически линейный характер, когда заметную роль в теплообмене на внутренней поверхности РУ играет конвекция. Альтернативным методом обработки экспериментальных данных служит решение прямой краевой задачи теплопроводности методами численного моделирования. Таким образом, для обработки первичных данных о конвективном теплообмене использовался метод линейной экстраполяции, а о кипении — метод решения краевой задачи теплопроводности. Кроме того, методика, основанная на непосредственно использовании прямых измерений, является надежным средством тестирования программы численного моделирования.

При исследовании конвективного теплообмена для каждой закрученной ленты проводились измерения температурного поля мишени при постоянной подводимой мощности и различных расходах теплоносителя. Для обобщения экспериментальных данных о конвективном теплообмене в условиях одностороннего обогрева закрученного потока теплоносителя использовалось соотношение (7), которое учитывает два независимых канала теплообмена: вынужденная однофазная конвекция и «центробежная конвекция», возникающая благодаря наличию градиента плотности жидкости в интенсивном поле массовых сил, действующих в закрученном потоке:

.

(7)

Вынужденная конвекция рассчитывалась по формуле Петухова Б.С.:

,

(8)

где — число Рейнольдса, рассчитывается по формуле (4) с учетом температуры отнесения (6), а коэффициент гидравлического сопротивления рассчитывается по соотношению (5).

В условиях закрученного потока в поле интенсивных массовых сил, действие центробежной конвекции подобно свободной конвекции над греющей поверхностью, обращенной вверх в поле гравитационных сил. В этих условиях при турбулентном режиме течения закрученного потока, видимо, можно использовать следующее соотношение:

Nuц= с (GrPr)1/3,

(9)

где с – эмпирический коэффициент. Число Грасгофа содержит в качестве параметра нормальное ускорение на стенке трубы, в качестве характерного размера выбран диаметр трубы. Тогда для Nuц можно записать соотношение:

,

(10)

где — коэффициент объемного расширения жидкости, Тс = Тi,0 – ж.

Анализ экспериментальных данных показал, что для чисел Пекле меньших 100000 необходимо ввести поправку в соотношение (7) на начальный термический участок. Тогда, соотношение для расчета конвективного теплообмена принимает вид:

(11)

Весь массив экспериментальных данных о конвективном теплообмене (54 точки) представлены на рис. 5. Как видно, все экспериментальные данные лежат в пределах ±20% по сравнению с расчетом, проводимым по соотношению (11).

В третьей главе также приведены результаты исследования теплообмена при кипении. Исследования проводились при тех же значениях давления на входе в РУ, недогревах и коэффициентах закрутки как и для конвективного теплообмена, а массовые скорости лежали в диапазоне w = 900 — 9500 кг/(м2с). Эксперименты проводились при постоянном расходе, а варьируемым параметром служила подводимая к мишени мощность теплового потока. Эксперименты начинались с малых мощностей с тем, чтобы захватить зону чисто конвективного теплообмена, далее осуществлялся переход на бльшие мощности.

В результате обработки экспериментальных данных по кипению получены массивы значений температур и плотностей теплового потока в лобовой точке. Локальный коэффициент теплоотдачи определялся по соотношению:

,

(12)

где Tж — средняя температура жидкости.

На рис. 6. представлены опытные данные в виде зависимости плотности теплового потока от температурного напора на стенке для различных массовых скоростей при следующих параметрах k = 0,37; p = 1,0 МПа и Tвх = 20 °C.

Отчетливо выделяются три режима теплообмена. Конвективный режим, для которого наблюдается значительное расслоение точек по массовым скоростям потока. При температуре стенки, превышающей температуру начала кипения, возникает режим, при котором одновременно имеют место два механизма теплообмена — вынужденная конвекция и пузырьковое кипение. Здесь также прослеживается существенное влияние массовой скорости на теплообмен. С ростом температуры, преобладающим механизмом теплосъема становится пузырьковое кипение. При этом влияние массовой скорости несущественно и экспериментальные точки ложатся на одну кривую кипения. Необходимо отметить, что с ростом плотности тепловых нагрузок доля механизма конвективного теплообмена снижается, но, тем не менее, его вклад в суммарный теплообмен сохраняется вплоть до околокритических.

Развитие пузырькового кипения в сильно недогретом потоке происходит плавно, без резкой смены режимов теплообмена. При малых массовых скоростях (w < 2500 кг/(м2с)) температурные напоры, соответствующие началу кипения, составляют Tнк  15 K. С ростом скорости потока, конвективная составляющая теплообмена возрастает, уменьшая вклад кипения, при этом Tнк возрастает, достигая значений Tнк70 К при w = 9500 кг/(м2с).

Для обобщения полученных экспериментальных данных использовалось следующее соотношение.

,

(13)

где конвективная составляющая рассчитывается по формуле (11), а вклад механизма кипения в общий баланс рассчитывался по формуле В.В. Ягова:

.

(14)

На рис. 7 представлено сравнение расчета теплового потока по формуле (13) и экспериментальных данных, полученных в данной работе, а также данные полученные в МЭИ, опубликованные в 2006 г. и данные Kinoshita с коллективом автором, опубликованные в 1996 г. Из графика видно, что более 90% точек лежат в интервале ±30%.

В четвертой главе представлены опытные данные по критическим тепловым потокам и их анализ.

Как показали проведенные опыты, в условиях сильно недогретого закрученного потока переход к пленочному режиму кипения в окрестности лобовой точки не сопровождается резким необратимым ростом температуры с последующим механическим разрушением рабочего участка. В данной работе под кризисом теплообмена в этих условиях понимается появление устойчивой зоны ухудшенного теплообмена в окрестности лобовой точки внутреннего периметра, связанное с появление паровой пленки.

Кризис кипения идентифицировался с помощью одной или одновременно двух или трех методик: анализ зависимости распределения температуры в мишени от подводимой мощности; анализ колебаний температуры стенки вблизи поверхности теплообмена; анализ акустических сигналов.

На рис. 8 представлены экспериментальные данные о критических плотностях теплового потока в зависимости от массовой скорости. С ростом массовой скорости потока теплоносителя растут и критические тепловые нагрузки, что является следствием повышения доли конвективной составляющей в общем тепловом балансе.

Обобщение полученных экспериментальных данных проводилось при помощи нескольких расчетных моделей для критических тепловых потоков — модель В.В. Ягова и модель Шлоссера-Челаты.

В модели В.В. Ягова критическая плотность теплового потока при высоких массовых скоростях и значительных недогревах определяется однофазной конвекцией от поверхности вязкого подслоя к холодному ядру потока (15). Закрутка потока учитывается эффективной скоростью (2), а неоднородность обогрева — введение пикового коэффициента F.

где F = qi,0/qe.

На рис. 9 представлено сравнение экспериментальных и расчетных данных (15) по критическим тепловым нагрузкам с учетом неоднородности обогрева. Видно экспериментальные точки лежат в интервале ±20%, что является вполне приемлемым для инженерных расчетов.

Модель Шлоссера-Челаты основана на механике движения парового бланкета, что в условиях сильно недогретого потока экспериментально не подтверждается, но, тем не менее, достигается удовлетворительное согласие расчетных и экспериментальных данных (рис. 10).

В четвертой главе представлены также экспериментальные данные по исследованию теплообмена, проводимые на РУ с диаметром внутреннего канала 8 мм (рис. 11). Расположение термопар в мишени РУ позволило измерять температуру стенки трубы вдоль условной «линии тока» закрученного потока теплоносителя.

В ходе экспериментов регистрировались показания термопар во времени с частотой опроса до 1 кГц при различных режимных параметрах. Изучалось влияние ориентации закрученной ленты относительно обогреваемой поверхности на локальный теплообмен.

Из анализа полученных экспериментальных данных можно сделать следующие выводы: для больших массовых скоростей наблюдается заметный вклад конвекции в теплообмен даже при развитом пузырьковом кипении. В проведенных опытах для стационарных условий не зафиксировано движения крупных паровых образований в ядре потока.

Переход от пузырькового кипения к пленочному для больших массовых скоростей осуществляется при температуре стенки близкой к температуре предельного перегрева жидкости, что свидетельствует о возможности достижения в условиях эксперимента термодинамического предела пузырькового кипения. Установленным фактом является обширная по периметру канала область существования пленочного режима кипения, которая может занимать более 40% внутреннего периметра трубы и при этом осуществляется стабильный отвод тепловых нагрузок, превышающих 10 МВт/м2.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

На основании выполненных экспериментальных исследований в недогретом закрученном потоке при одностороннем нагреве можно сделать следующие выводы:

Получен банк экспериментальных данных по гидродинамике (163 точки) для широкого диапазона режимных параметров, как в условиях изотермического течения закрученного потока, так и с нагревом. Показано, что учет эффективной скорости потока, эффективной длины канала и температуры отнесения позволяет применять классические соотношения для однофазного потока при расчетах коэффициента гидравлического сопротивления даже при кипении.

Получен массив экспериментальных данных о теплообмене в закрученном сильно недогретом потоке воды при одностороннем интенсивном нагреве (310 точек).

Проведено сравнение двух методов определения локального коэффициента теплоотдачи: на основе непосредственной обработки результатов прямых измерений температурного поля мишени и решением прямой краевой задачи теплопроводности. Установлены границы применимости каждого из них.

Усовершенствована методика расчёта конвективного теплообмена в каналах с закрученным потоком, учитывающая существенный вклад в теплоотдачу центробежной конвекции. Методика позволяет учесть наличие начального термического участка.

Апробирована методика расчёта теплообмена при кипении. При сопоставлении с экспериментальными данными, расчёт по данной методике показывает вполне приемлемое согласие со всеми опытными данными.

Получен массив значений критических тепловых потоков при кипении в канале диаметром dг = 4  и 2,2 мм и режимных параметрах w = 1000 — 9500 кг/(м2с); pin = 0,7 и 1,0 МПа xin = (0,18 — 0,31). Подобные данные для закрученного потока в условиях одностороннего обогрева получены впервые. Проведено обобщение экспериментальных данных по критическим тепловым потокам. Показано, что при больших массовых скоростях, значительных недогревах потока теплоносителя и неоднородного по периметру канала обогрева, кризис кипения имеет термодинамическую природу.

Получен банк экспериментальных данных о теплообмене в закрученном потоке воды при одностороннем интенсивном нагреве, который охватывает области пузырькового, переходного и пленочного кипения в условиях сильно недогретого до температуры насыщения потока теплоносителя в каналах с гидравлическим диаметром 8 и 4,6 мм. Проведен анализ условий наступления кризиса теплообмена и влияния закрученной ленты на локальный теплообмен и распределение температурного поля в мишени РУ.

Основное содержание диссертации отражено в следующих работах:

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»