Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы и постановка задачи исследования
1.1. Особенности течения жидкости в каналах переменного сечения
1.2. Условия и механизмы зарождения паровой фазы в потоке капельной жидкости
1.3. Режимы течения и модели двухфазных потоков
1.3.1. Режимы течения 24
1.3.2. Математические модели расчета характеристик двухфазных потоков
1.4. Эмпирические методы расчета критического расхода жидкостей
1.5 Экспериментальные исследования 39
1.6. Постановка задачи исследования 46
Глава 2. Описание экперименталъного стенда и методики проведения опытов
2.1 экспериментальный стенд 49
2.1.1 Работа стенда 5 5
2.2. Методика проведения эксперимента 56
2.2.1 Измерение расхода. 56
2.2.2. Измерение давления 59
2.2.3. Измерение температуры 59
2.2.4. Фото- и видеорегистрация потока 60
2.3. Объект исследований 60
2.4. Погрешность измерений 62
Глава 3. Экспериментальное исследование потока жидкости в соплах при истечении в разреженную среду
3.1. Структура двухфазного потока 65
3.1.1. Структура потока при истечении жидкости в плоских соплах в разреженную среду
3 1 .2. Структура потока за срезом сопла 74
3.1.3. Механизм зарождения паровой фазы 75
3.2. Влияние начальных параметров и геометрии на расходные характеристики плоских каналов переменного сечения
3.2.1. Влияние начальных параметров жидкости на критический расход
3.2.2. Влияние длины расширяющейся части сопла 80
3.2.3. Влияние угла раствора сопла 80
3.3. Распределение статического давления по оси расширяющейся части сопла ?
3.4. Локальные характеристики адиабатного двухфазного потока при истечении воды в разреженную среду через плоские сопла
3.4.1. Частота образования вихрей 88
3.4.2. Изменение скорости движения вихря в расширяющейся части сопла
3.4.3. Распределение угловой скорости вращения вихря по длине расширяющейся части сопла
3.4.4. Динамика роста пузыря в центре циркулирующего вихря
Глава 4. Обобщение опытных данных 105
4.1. Обобщение экспериментальных данных по критическому расходу вскипающей
4 жидкости через сопла при истечении воды в разреженную среду
4.1.1. Обобщение опытных данных по частоте образования вихрей в отрывных зонах в области минимального сечения сопла
4.2. Обобщение опытных данных по локальным характеристикам низконапорного потока воды в разреженную среду в плоских соплах
4.2.1. Обобщение опытных данных по распределению радиуса пузыря в ядре вихря вдоль оси сопла
4.2.2. Расчёт угловой скорости вихря на границе раздела фаз
Основные результаты и выводы 123
Список использованных источников 124
- Условия и механизмы зарождения паровой фазы в потоке капельной жидкости
- Эмпирические методы расчета критического расхода жидкостей
- Структура потока при истечении жидкости в плоских соплах в разреженную среду
- Обобщение опытных данных по частоте образования вихрей в отрывных зонах в области минимального сечения сопла
Введение к работе
Течение капельной жидкости в каналах различной геометрии может сопровождаться фазовыми переходами, если в потоке создаются условия для зарождения и развития паровой фазы. Такие условия могут иметь место в случае течения жидкостей из состояний лежащих выше левой пограничной кривой в двухфазную область состояний. В случае отсутствия энергообмена с окружающей средой такие процессы рассматриваются как процессы адиабатного расширения. В общем случае фазовые переходы в таких процессах происходят с нарушением термического и динамического равновесия. Вследствие потери устойчивости жидкой фазы, в потоке создаются условия для зарождения и развития паровой фазы. В результате/ поток капельной жидкости превращается в гетерофазный поток, содержащий жидкую, паровую, а иногда и твёрдую фазы.
Такие течения представляют комплекс быстропротекающих термо- и гидродинамических явлений, в которых существенную роль играют турбулентность, диффузия, природа и скорость образования зародышей'г новой фазы, межфазный тепло и массоперенос. Подобные явления протекают, как правило, неравновесным путем, а жидкость в момент зарождения и развития новой фазы может находиться в метастабильном состоянии [1]. Существуют различные модели, объясняющие природу образования зародышей новой фазы:
Модель гомогенного зарождения паровой фазы - основана на представлениях статистической физики, согласно которой зарождение паровой фазы происходит вследствие флуктуации плотности вещества;
Модель гетерогенного зарождения паровой фазы, согласно которой паровая фаза зарождается на "готовых центрах" (различные примеси в жидкости, шероховатость стенок и т.п.);
Вихревая модель парообразования, согласно которой паровая фаза образуется в ядре турбулентных вихрей.
9 Исследованию двухфазных потоков уделяется большое внимание, свидетельством чему является большое количество монографий и статей по данной тематике. Такой интерес к исследованию течений жидкостей с фазовыми переходами связан с их широким практическим приложением в ракетостроении, авиации, криогенном машиностроении, энергетике, химической промышленности и других отраслях техники. Для* расчета и проектирования оборудования, обеспечения безопасной и управляемой работы энергоустановок необходима информация об условиях образования и развития новой фазы и характеристиках двухфазного потока.
, Большинство работ представленных в литературе посвящено изучению процессов высоконапорного истечения жидкостей с начальными давлениями больше атмосферного. Величина относительного расхода в таких процессах превышает значение] > 2*104 кг/м2с. В экспериментальном и теоретическом плане наиболее полно изучено критическое истечение воды в каналах различной геометрии. В несравненно меньшей степени изучено истечение других жидкостей. Для определения характеристик двухфазного потока предлагаются расчётные методики, базирующиеся на моделях гомогенного и ? гетерогенного образования и дающие удовлетворительное согласование с экспериментальными данными по критическому расходу, импульсу тяги, ' паросодержанию.
' В тоже время во многих процессах, происходящих в промышленности и на транспорте, имеют место потоки жидкости с начальными давлениями и противодавлениями меньше атмосферного. Например: течение жидкости во всасывающих магистралях насосного оборудования; в системах получения и -хранения криогенных топлив, используемых как в наземных условиях, так и в космосе; в вакуумных системах разделения многокомпонентных жидких смесей в перерабатывающей отрасли, в транспортных и стационарных энергоустановках, особенно в процессе запуска и останова, и т.п. Такие потоки характеризуются малым значением удельного расхода j<2*l О4 кг/м с (низконапорное истечение). В литературе имеется ограниченное количество
10 работ, посвященных исследованию низконапорного истечения жидкости разреженную среду, большинство из которых посвящено определению достижимого перегрева жидкости в таких процессах [44, 130]. Среди работ по . исследованию характеристик и структуры низконапорного потока вскипающей воды в цилиндрических каналах и соплах можно выделить работы [78, ПО]. В этих работах говорится о реализации механизмов парообразования в таких потоках, отличных от высоконапорного случая истечения. В связи с этим существующие расчётные зависимости для определения характеристик высоконапорного двухфазного потока не подходят для случаев низконапорного истечения жидкости. Данные о влиянии геометрии каналов и режимных параметров на характеристики и структуру низконапорного потока вскипающей жидкости в литературе' ^ практически отсутствуют.
На сегодняшний день разработан ряд математических моделей, с удовлетворительной точностью определяющие интегральные характеристики потоков с фазовыми переходами. При проектировании различного массообменного оборудования требуется информация о локальных у характеристиках потоков (частота зарождения паровых пузырей, скорость их роста и т.п.). При высоконапорном истечении экспериментальное измерение таких характеристик затруднительно вследствие высоких скоростей потока. Экспериментальные данные по локальным характеристикам низконапорных потоков, где скорости значительно меньше, могут стать базисом математических моделей для проектирования различных массообменных устройств. Наибольший интерес, с точки зрения геометрии канала, представляют сопла. Такая форма каналов наиболее часто применяется в промышленности и транспорте для разгона жидкости, перевода её в другое фазовое состояние. Исходя из вышесказанного, сформулированы цель работы и поставлены задачи исследования.
Цель работы - режимы течения и структурные формы потока, условия критического истечения, интегральные и локальные характеристики
двухфазного потока, образующегося в процессе низконапорного истечения воды в разреженную среду, обобщающие зависимости для определения критического расхода жидкости и локальных характеристик потока. Научная новизна работы:
, 1. Создан оригинальный экспериментальный стенд для исследования характеристик и структуры двухфазного потока при низконапорном истечении жидкости в разреженную среду.
Разработан и апробирован способ определения локальных характеристик низконапорного двухфазного потока вскипающей жидкости в плоских каналах на основе обработки результатов фото- и видеорегистрации потока.
Установлено, что при низконапорном истечении жидкости процесс -.-носит нестационарный периодический характер; нестационарность процесса обусловлена механизмом зарождения паровой фазы, а именно в центрах турбулентных вихрей, генерируемых в потоке жидкости.
4. Определены критические и докритические режимы течения
двухфазной среды и соответствующие им структурные формы потока. -
5. Определены локальные характеристики вихревого движения
двухфазного потока: частота образования вихрей, скорость движения и
циркуляция вихрей.
6. Предложены обобщающие зависимости для определения
критического расхода и локальных характеристик потока в процессах
низконапорного адиабатного расширения жидкости.
! Практическая ценность результатов работы.
' Полученные результаты позволяют определять локальные и интегральные характеристики двухфазного потока при проектировании и разработке вакуумных систем, эксплуатации ракетно - космической техники в условиях низконапорного истечения в разреженную среду, а так же прогнозировать безопасную и управляемую работу энергооборудования.
12 Личный вклад автора в работу. Автором спроектирован и создан экспериментальный стенд для исследования процессов низконапорного истечения жидкости в разреженную среду, проведены экспериментальные исследования, апробирован способ определения локальных характеристик потока, обработаны и проанализированы полученные экспериментальные данные, выполнено обобщение полученных результатов.
1 Диссертация состоит из четырёх глав.
В первой главе проведён обзор современного состояния вопроса по особенностям течения внутренних потоков в каналах переменного сечения, условиям и механизмам зарождения паровой фазы в жидкости, моделям течения и экспериментальным исследованиям параметров двухфазных -потоков других авторов, формулируются задачи исследования.
. Во второй главе дано описание экспериментального стенда, разработанного и изготовленного в соответствии с требованиями поставленных задач, представлена методика измерения характеристик потока, их обработки и приводится оценка погрешности измерений.
В третьей главе представлены результаты экспериментальных исследований структуры, расходных и локальных характеристик низконапорных двухфазных потоков при течении вскипающей воды в плоских соплах в разреженную среду. Проведён анализ влияния режимных параметров и геометрии каналов на механизм зарождения паровой фазы, критический расход и локальные характеристики двухфазного потока.
В четвёртой главе предложены обобщающие зависимости для определения критического расхода и локальных характеристик двухфазного потока, образующегося в плоских соплах при низконапорном истечении вскипающей воды в разреженную среду. Обобщение проводилось с учётом, как собственных данных, так и данных других данных.
Диссертация выполнена на кафедре теоретических основ теплотехники, а так же в лаборатории газодинамики кафедры авиационных двигателей и
13 энергетических установок Казанского государственного технического университета им. А.Н. Туполева (КАИ) в период с 2004 по 2007 г под научным руководством Заслуженного деятеля науки РФ, Заслуженного деятеля науки и техники Республики Татарстан, доктора технических наук, профессора Гортышова Юрия Фёдоровича. Автор выражает глубокую благодарность научному руководителю за постоянную помощь и консультации при выполнении работы.
Автор искренне признателен научному консультанту, кандидату технических наук, доценту Тонконогу Владимиру Григорьевичу за помощь и ценные консультации при выполнении работы.
Автор благодарен кандидату технических наук, доценту Панченко Владимира Ивановича, Лопатину Алексею Александровичу, а так же всем сотрудникам кафедры теоретических основ теплотехники и лаборатории газодинамики кафедры авиационных двигателей энергетических установок за помощь при создании экспериментального стенда, проведении экспериментов и ценные консультации при обработке и анализе полученных экспериментальных данных.
Условия и механизмы зарождения паровой фазы в потоке капельной жидкости
При течении капельной жидкости в каналах различной геометрии вследствие общего или локального падения давления до значений меньших или равных давлению насыщения, происходит зарождение и развитие паровой фазы. В результате поток капельной жидкости превращается в гетерофазный поток, состоящий из паровой и жидкой фазы, а в некоторых случаях и твёрдой. Как следует из результатов исследований [17 — 22] процессы фазовых переходов начинаются в метастабильной области состояний и проходят с нарушением термического и динамического равновесия.
В работе [23] проведён анализ устойчивости изолированной, гомогенной термодинамической системы. В результате получены условия: термической устойчивости - cv 0 и механической устойчивости - (dp/dv)j 0. Согласно условию механической устойчивости, выше границы метастабильных состояний гомогенная система теряет свою устойчивость. Эта граница определяется равенством:
Граница метастабильных состояний может быть получена из уравнения состояния вещества. Линию в диаграмме состояний, соединяющую точки на изобарах или изотермах, в которых производная (dp/dv)r обращается в нуль, называют спинодалью. Однако опытные данные [21, 24, 25] только качественно совпадают со спинодалью.
На величину достижимых перегревов жидкости влияет целый ряд факторов: условия и механизм зарождения паровой фазы (гомогенный механизм или гетерогенный), вид и динамика процесса (скорости проникновения в метастабильную область состояний). В работе [26] приведены данные по перегреву, полученные в опытах с импульсным нагревом жидкости, которые существенно выше, чем в опытах [27] при сбросе давления (разгерметизации контура) и в опытах [28] при истечении вскипающей жидкости.
Использование уравнения (1.3) для определения работы образования зародышевого пузырька и области метастабильных состояний затруднено тем, что в зародышевом пузырьке и коэффициент поверхностного натяжения и давление насыщенных паров не равны соответствующим свойствам вещества для плоской границы раздела фаз [31, 32]. Результаты численных исследований, приведённые в [32] показывают, что при радиусе пузырька R 50 мкм кривизна поверхности практически не сказывается на свойствах фаз.
Зародыш новой фазы, достигший критического радиуса, является термодинамически, устойчивым, и имеет тенденцию к неограниченному росту. Радиус, критического зародыша может быть найден с помощью уравнения Лапласа или по формуле Кельвина: где AT=(TS) - перегрев жидкости. : В работах [27, 33] предлагается для определения предельных перегревов использовать уравнения, описывающие скорость образования зародышей паровой фазы в гомогенной жидкости. С точки зрения классической термодинамики, объяснить механизм возникновения зародышей новой фазы в гомогенной жидкости невозможно, но это можно сделать на основании представлений статической физики. В системе, которая состоит из большого числа хаотично движущихся атомов и молекул, возможны флуктуации плотности, т.е. возможно появление молекул, с энергией, значительно отличающейся от средней. Френкель предположил, чтс наряду с обычными флуктуациями плотности, сопровождающимися сохранением исходного агрегатного, состояния, в системе возможны гетерофазные флуктуации, которые приводят к зародышеобразованию новой фазы [34]. В термодинамически устойчивой фазе, зародыши новой фазы, возникающие в результате флуктуации плотности, по прошествии определённого промежутка времени рассеиваются. Однако в метастабильной жидкости флуктуации плотности, приводящие к появлению паровых зародышей, больше критического радиуса. В результате возникают условия для его беспрепятственного роста, т.к. всякое увеличение зародыша приводит к более устойчивому состоянию.
В области умеренных начальных параметров (г 0,85) предельные перегревы, полученные опытным путём существенно ниже результатов, найденных теоретически. В работе [36] приводятся данные по предельным перегревам при истечении пентана, гексана, дибромтетрафторэтана и воды из коротких каналов. В опытах, при истечении с умеренными начальными параметрами, полученные значения перегрева меньше предельных и лишь качественно совпадают с ними. При истечении жидкости в разреженную среду, с начальным давлением менее атмосферного, значение достижимых предельных перегревов более малы, чем при истечении с умеренными начальными параметрами [44, 103]. Для случая истечения жидкостей из околокритической области состояний, перегревы соизмеримы с предельными. В таких режимах истечения вероятна реализация механизма спонтанного гомогенного ядрообразования.
Различие теоретических и экспериментальных данных по перегревам в области низких и умеренных приведённых параметров можно объяснить влиянием инициирующих факторов, облегчающих работу образования зародышей паровой фазы. Такими инициирующими факторами могут быть растворенный газ и газ, содержащийся в микро впадинах стенок, примеси и гидрофобные частицы, действие различного рода излучений и т.п. В работах [37 - 39] влияние растворенного газа и газа, содержащегося в микротрещинах, оказывало наибольшее влияние на механизм зарождения паровой фазы при кипении жидкостей.
Таким образом, на основе анализа литературных данных можно выделить следующие механизмы зарождения паровой фазы: механизм гомогенного, спонтанного зарождения паровой фазы; гетерофазного зарождения паровой фазы (на газовых включениях, гидрофобных частицах и на стенках канала); механизм зарождения паровой фазы в турбулентных вихрях. Течение жидкости с околокритической начальной температурой (г 0.9) сопровождается гомогенным зарождением паровой фазы, вследствие флуктуации плотности среды. При течении с умеренными начальными параметрами зарождение паровой фазы возможно при наличии инициирующих факторов (различные включения, шероховатость стенок и т.п.). В случае истечения жидкости с начальным давлением и противодавлением менее атмосферного наиболее вероятно зарождение паровой фазы в ядре турбулентных вихрей.
Течение испаряющейся жидкости сопровождается структурными превращениями и, как было сказано выше, характеризуется термической и динамической неравновесностью. При расширении жидкости из состояний, лежащих выше левой пограничной кривой, выделяют два крайних случая. 1. Гидравлическое истечение метастабильной жидкости, наблюдаемое в коротких каналах, время пребывания в которых недостаточно для образования паровой фазы. В таких случаях в выходном сечении канала поток сохраняет капельную структуру и при давлении меньшем давления насыщения, Р Ps (Т). 2. Равновесное двухфазное течение, наблюдаемое в длинных каналах, время пребывания в которых достаточно для установления термодинамического равновесия между фазами. Расширение воды в диафрагмах и каналах с относительной длиной l/d 0,5 с начальными давлениями Р 7МПа, происходит без парообразования. При относительной длине канала l/d 12 поток, согласно [18, 45], можно принимать равновесным. Относительная длина канала, характеризующая режим течения является весьма условным признаком, и будет зависеть от ряда факторов: свойств жидкости, геометрии канала, градиентов давления. Например, в опытах [46] равновесная длина канала уменьшалась по мере приближения начальных параметров потока к критической точке, что можно объяснить уменьшением времени релаксационных процессов в двухфазном потоке по мере увеличения температуры. Кроме того, режимы течения различаются по структуре двухфазного потока, которая может быть весьма разнообразной в зависимости от объемного паросодержания и скорости движения фаз.
Эмпирические методы расчета критического расхода жидкостей
Сложности, возникающие при использовании теоретических методов расчета параметров двухфазных потоков, привели к разработке разнообразных эмпирических методов расчета критического расхода, базирующихся на обобщении опытных данных. Наиболее полно- в экспериментальном плане исследовано критическое истечение воды через диафрагмы и цилиндрические каналы.
Так в работе [70 - 71] для определения расхода жидкости» через диафрагмы и цилиндрические каналы (І/d 0,5) с умеренными начальными параметрами (р 1 МПа) предлагают пользоваться уравнением: G = MF[2p(P0-P1)]5 (1.12) ; На основании того, что расход через короткие каналы и диафрагмы хорошо описывается гидравлической формулой, режим течения среды в таких каналах авторами работ [71 - 72] принимается гидравлическим, без парообразования. Исследования, выполненные в более широком интервале параметров, показали, что парообразование имеет место и в коротких каналах [46, 72]. Как следует из [72], увеличение относительной длины канала І/d приводит к снижению расхода жидкости и значение его все больше отличается от величины, определяемой уравнением (1.12). На величину критического расхода жидкости, помимо длины канала, оказывает влияние его абсолютный размер и геометрия входного участка (радиус скруглення входной кромки). Влияние абсолютных размеров рассматривалось в работах [72, 73]. Эксперименты свидетельствуют, что с ростом диаметра канала сокращается удельный расход. В опытах [72], при истечении насыщенной воды через цилиндрические каналы с l/d=const, увеличение диаметра с 10 до 70 мм приводило более чем к двукратному уменьшению удельного расхода.
Для определения критического расхода вскипающих жидкостей через цилиндрические каналы с острой входной кромкой в литературе предлагаются различные уравнения [18, 55, 57, 74 - 77 и др.]. В этом ряду следует отметить несколько работ. В работе [57] содержатся рекомендации по определению критического расхода различных жидкостей через цилиндрические каналы с острой входной кромкой и предлагается следующая зависимость: І W = 0.097г-65Т02Ф03Чп-1), Ф = 0.8L/Z)06 (1.13)
Здесь W = WJ(RTxmf5 -приведенная скорость, L = I /(/JRT_P I р приведенная длина, D = d/( ИТкр/Ркр/ 3- приведенный диаметр, Т -АТ0 /Ткр -приведенный перегрев. Уравнение (1.13) получено обобщением экспериментальных данных различных авторов по истечению вскипающей воды и численных расчетов по методике [57]. Результаты расчета критического расхода по уравнению (1.21) удовлетворительно совпадают с экспериментальными данными для фреона-11, фреона-12, пропана, н-гексана. . Истечение вскипающей воды через цилиндрические каналы в области низких начальных давлений проведено в работе [78]. При течении жидкости с начальным давлением ниже атмосферного скорость потока остаётся ниже скорости звука при любом начальном недогреве [79]. Однако в работе [78] говорится о существовании критического режима истечения в области низких начальных давлений (низконапорное истечение, р0= 14- ПО кПа) и высказано предположение о влиянии различных гидродинамических факторов на расход жидкости (вихревые и диссипативные процессы, центры аккумулированные в жидкости). В работе [78] сделан важный вывод: зависимости для определения расходных характеристик, полученные при высоких начальных давлениях, непригодны в случае низконапорного истечения вскипающей жидкости. Причина этого заключена в отличии механизмов зарождения паровой фазы между высоконапорным и низконапорным случаем истечения жидкости.
Критическое течение вскипающих жидкостей в каналах переменного сечения исследовано гораздо в меньшей степени, чем в каналах постоянного сечения. Анализ экспериментальных данных свидетельствует, что критический расход вскипающих жидкостей через сопла зависит как от начальных параметров потока, так и от геометрии канала [50, 77, 60, 80 - 82]. Влияние геометрии каналов переменного сечения на расход вскипающей жидкости связано с зависимостью скорости распространения малых возмущений в двухфазной среде от структуры среды [17, 69], условий формирования критического сечения (критической поверхности) [79], а так ; же от характеристик отрывных зон в области минимального сечения и частоты образования вихрей.
Ввиду сложности и недостаточной изученности этих явлений предлагается множество решений этой задачи на основе различных предположений. Одним из таких решений является рекомендация определять критический расход вскипающих жидкостей по уравнению: G = MF3[2P(P0-P3)]05 (1.14) где Р3 — давление текущей среды в сечении «закипания». Положение сечения закипания и значение давления в нём в общем случае неизвестны. Ряд авторов, основываясь на результаты опытов, рекомендуют за сечение закипания F3 принимать минимальное сечение сопла, а давление в сечении принимать равным давлению насыщения, соответствующего температуре жидкости p=Ps(T0). В работе [83] для определения расхода предлагается формула Залудека: G = juF3[2p(P0-Ps)T (1.15) : Проведенные исследования позволяют утверждать, что такие рекомендации оправданы только для случая истечения жидкости, недогретои до состояния насыщения, {1-р/р) 0,7, и только для случая высоконапорного истечения, т.е. имеют частный характер. В опытах [25, 49, 70, 81, 82, 84, 85] установлено, что по мере приближения начальных параметров потока к параметрам насыщения, давление в сечении закипания все больше будет отличаться от давления насыщения и уравнение (1.15) становится непригодным для определения расхода.
В работе [86] выполнен анализ влияния начальных параметров потока на расход вскипающей воды через сопла и для определения критического расхода предлагается следующее уравнение: G = Fг[2РоР(\-/Зкр)]0 5, /3Kp=Q.66ps(t0)/P + 0A3. (1.16) (В качестве критического сечения принимается горло сопла. Из уравнения (Г. 16) следует, что давление в критическом сечении определяется только относительным недогревом [1 - ps(to)/P] и критический расхода не зависит от угла раствора сопла. Последнее противоречит результатам исследований [42, 49, 70, 80, 87], в которых обнаружено влияние угла раствора расширяющейся части сопла на величину расхода вскипающей жидкости.
Влияние геометрических факторов на величину критического расхода вскипающей воды через сопла исследовалось в работах [62, 88]. Опыты проводились в диапазоне начальных давлений р=2,0-10 МПа. В экспериментах варьировалась протяженность цилиндрического участка горловой вставки сопла 1г, длина расширяющейся части сопла и угол раствора сопла (3 и 6 ). В опытах не обнаружено существенного влияния длины расширяющейся части сопла на расход, что совпадает с результатом опытов [42]. Наиболее существенное влияние на критический расход оказывает длина цилиндрической горловой вставки. По данным [88] увеличение 1Г с 0 до 80 мм приводило более чем к двукратному снижению расхода.
Зависимость критического расхода вскипающей жидкости через сопла от длины горловой вставки авторы [62, 88] связывают с условиями протекания процесса парообразования. С ростом 1г увеличивается парогенерирующая поверхность, а следовательно, и количество центров парообразования в жидкости, что приводит к образованию мелкодисперсной двухфазной среды и снижает термическую неравновесность потока. Аналогичные утверждения о зависимости характеристик процесса истечения вскипающих жидкостей от условий формирования и развития двухфазного потока содержатся и во многих других работах [120, 90, 19, 121, 23]. В связи с этим значительный интерес представляет задача экспериментального исследования условий парообразования в потоке жидкости.
Структура потока при истечении жидкости в плоских соплах в разреженную среду
По результатам визуальных наблюдений, фото- и видеорегистрации потока выявлены три основные структурные формы потока, которые реализуются в плоском сопле. Определяющим условием реализации той или иной структурной формы потока является отношение давления (3, представляющее собой отношение противодавления на срезе канала к давлению на входе в канал (p=pj/p0). При истечении жидкости в разреженную среду с противодавлением в канале [3 более 0,65 - 0,7 в расширяющейся части сопла происходит отрыв потока; от верхней образующей. Наблюдается расслоённое волнообразное движение жидкости вдоль нижней образующей (рис. 3.1 а). На рис. 3.1 и всех последующих фотографиях направление потока жидкости слева направо. Точка отрыва жидкости приближается к срезу сопла по мере уменьшения р. Наличия паровой фазы в сопле при таком режиме истечения не обнаружено.
При уменьшении противодавления на срезе до р = 0,65 - 0,7 жидкость занимает весь объём канала (рис. 3.1 б). В расширяющейся части сопла, непосредственно за минимальным сечением, вследствие инерционных сил происходит отрыв потока от образующих сопла. На некотором удалении от точки отрыва поток присоединяется к стенкам канала, в результате образуются отрывные зоны. Форма отрывных зон и их количество зависит от угла раствора сопла.
Унос вихря из отрывной зоны и отклонённый им центральный поток жидкости (указан стрелкой). Сопло: а = 12 , Fcp/Fr =17. Вода, t0 = ЗОС, р0=79900Па, р, =21478 Па размере вихрь отбрасывает основной поток жидкости к противоположной образующей. При достижении вихрем определённого диаметра его рост прекращается, происходит отрыв и унос вниз по потоку. В то же время в противоположной зоне отрыва происходит образование другого вихря (рис. 3.4). Течение характеризуется периодической нестационарностью, выраженное колебанием длины отрывных зон, колебанием центрального потока жидкости от одной образующей к другой и периодическим отрывом вихрей из области минимального сечения. С увеличением угла раствора сопла увеличивается объём отрывных зон (рис. 3.2 б), что приводит к увеличению диаметра срывающихся вихрей.
Течение жидкости в сопле с углом раствора более 9 - 10 характеризуется вырождением одной из отрывных зон. В опытах, вследствие горизонтальной ориентации канала, под действием массовых сил, вырождалась отрывная зона, находящаяся у нижней образующей сопла. Вихри, образующиеся в. отрывных зонах в таких соплах, так же отличаются по размеру.
В сопле с углом раствора-17 за минимальным сечением отрывная зона наблюдается только на одной из образующих. Отрывная зона занимает значительную часть поперечного сечения сопла (рис. 3.2 в). Зарождение вихрей в таком сопле происходит только в этой зоне отрыва (рис. 3.6).
Уменьшение противодавления до (3 0.6 - 0.65 приводит к появлению в центре вихрей паровых кластеров, выраженных одним большим пузырём в центре, окруженным более мелкими по диаметру пузырями. Размер паровых кластеров в ядре вихрей зависит от противодавления и недогрева жидкости. По. мере продвижения вихрей по расширяющейся части сопла размер паровых кластеров увеличивается (рис. 3.1 в, 3.7 а).
При противодавлениях близких к давлению насыщения ps(t0) в расширяющейся части сопла за минимальным сечением на стенках образуется паровая фаза (рис. 3.1 г). Так как шероховатость поверхностей вкладышей, задающих профиль канала, была больше шероховатости стеклянных пластин, то в первую очередь начинают генерировать пар центры испарения, располагающиеся на поверхности вкладышей. За горлом сопла образуется ярко выраженный фронт испарения, сходящийся к ядру потока, за которым наблюдается развитый двухфазный поток. В ходе выполнения опытов выявлено колебательное движение фронта испарения от одной образующей сопла к другой. Как следует из фотографий, ниже по потоку появляется фронт, в котором происходит конденсация паровой фазы. Положение фронта конденсации в расширяющейся части канала определяется противодавлением на срезе сопла. Уменьшение противодавления» приводит к смещению фронта конденсации к срезу сопла. Ниже фронта конденсации в расширяющейся части сопла имеет место течение капельной жидкости с кластерами вращающихся пузырей паровой фазы. Установлено, что паровая фаза за фронтом конденсации находится в центре турбулентных вихрей двигающихся в потоке жидкости.
Истечение жидкости с противодавлением pi Ps(T0) характеризуется развитым гетерофазным потоком за фронтом испарения во всём объёме расширяющейся части сопла (рис. 3.5). Длина фронта испарения зависит от начального перегрева жидкости. В экспериментах установлено, что фронт испарения совершает колебательное движение, сопровождающееся прилипанием жидкости к стенкам. Вследствие динамической неустойчивости на некотором удалении от горла сопла происходит разрушение центральной жидкой струи, с образованием фрагментов и капель различного размера. Течение характеризуется периодической нестационарностью. При течении жидкости с малым перегревом в пристеночном слое сопла наблюдается наличие жидкой плёнки. В зависимости от перегрева жидкости толщина жидкой плёнки составляет от долей миллиметра до 1-3 миллиметров.
Структура потока за срезом сопла зависит от недогрева жидкости и противодавления. При р 0.7 течение с противодавлением pi ps(To) характеризуется тем, что как в сопле, так и за срезом жидкость занимает всё проходное сечение канала (рис. 3.1 б). Область за срезом представляет собой канал постоянного сечения. За срезом сопла, в месте внезапного расширения, возможно образование присоединённых вихрей. Вихри, которые выходят из расширяющейся части сопла, обтекают срез, присоединённые вихри в месте внезапного расширения и уносятся из рабочего участка вдоль образующих (рис. 3.6). По мере их продвижения» по участку с постоянной площадью поперечного сечения роста паровых кластеров, заключённых в вихрях не обнаружено.. Взаимодействия между присоединёнными вихрями в месте расширения, и вихрями, образованными в сопле, не происходит.
Течение с незначительными перегревами характеризуются завершённостью процессов расширения в пределах расширяющейся части сопла и, как следствие этого, двухфазный поток за срезом сопла практически повторяет угол раствора сопла (рис. 3.5 в и 3.7 б). Пристеночный поток жидкости, который наблюдался при таком режиме в расширяющейся части сопла, за срезом, сохраняется в виде тонких струек. Угол расхождения струек так же совпадает с углом раствора сопла. Увеличение противодавления приводит к уменьшению толщины пристенной плёнки жидкости. При дальнейшем увеличении начального перегрева жидкости поток не успевает расшириться в сопле. Дальнейшее его расширение происходит в области за срезом.
Обобщение опытных данных по частоте образования вихрей в отрывных зонах в области минимального сечения сопла
В правой и левой частях уравнения (4.1) входят параметры зависящие от скорости жидкости в горле сопла, а именно относительный расход жидкости J и число Струхаля Sh. Для решения этого уравнения было проведено обобщение опытных данных по частоте образования вихрей в сопле. Диапазон параметров, принятых к обобщению взят таким же, что и при обобщении опытных данных по критическому расходу.
В качестве параметра подобия, описывающего частоту образования вихрей, взято число Струхаля. Из анализа опытных данных установлено, что частота образования вихрей в сопле зависит от начального недогрева жидкости и угла раствора расширяющейся части сопла. Угол расширяющейся части сопла задаётся безразмерным комплексом (hcp - hr)/21. Исходя из этого, обобщение опытных данных по частоте вихреобразования осуществляется в виде Sh = f(0, (hcp - hr)/21).
Для определения влияния начального недогрева на частоту образования вихрей построена зависимость Sh=f(0) при фиксированных значениях угла а (рис.4.6). Из анализа полученного графика получены коэффициенты при параметре 0 в обобщающей зависимости. Коэффициент в обобщающей зависимости, учитывающий влияние угла расширяющейся части сопла на частоту вихреобразования, определялся путём построения зависимости Sh/(O,OOO674 0-o,O6183)=f((hcp - hr)/21), рис. 4.7.
Таким образом, полученное уравнение пригодно для определения частоты образования вихрей при низконапорном истечении воды в разреженную среду в диапазоне противодавлений 8-72 кПа, начальных давлений 80±3 кПа и относительных недогревов 0,5 - 0,99 в плоских соплах с геометрией: с углом раствора в диапазоне а = 6 - 17; с высотой и шириной минимального сечения 2 и 4мм, соответственно; при относительной длине каналов l/d3KB 22. Необходимо так же отметить, что число Струхаля для расчёта критического расхода жидкости по уравнению (4.1) при сравнении с данными [18], было определено по уравнению (4.3). Отклонение результатов расчётов по уравнению (4.1) от данных [18] не превышает ±5%. Поэтому в результате дополнительных исследований возможно существенное расширение диапазона применения уравнения (4.3).
На основе данных по локальным характеристикам, полученных по обработке видеоизображения потока, было проведено обобщение динамики , изменения радиуса пузыря и угловой скорости, на границе раздела фаз большого пузыря, по длине расширяющейся части сопла. По результатам обобщения предложено критериальное уравнение для определения радиуса большого пузыря, заключённого в паровом кластере ядра вихря, в сечениях расширяющейся части сопла, а так же проведено сравнение экспериментальных данных по изменению угловой скорости на границе раздела фаз большого пузыря вдоль оси сопла с результатами расчётов по уравнению (3.1). Экспериментальные данные по локальным характеристикам, принятые к обобщению охватывали диапазон противодавлений 8-52 кПа, начальных недогревов 0 = 0,61 - 0,99 и варьировались в интервале относительных длин каналов от l/d3KB = 22 до l/d3KB = 92, углов раствора расширяющейся части сопла от а = 12 до а = 17, с эквивалентным диаметром минимального сечения 2,67 мм.
В качестве безразмерного параметра, определяющего радиус пузыря в сечении расширяющейся части канала, принято отношение радиуса пузыря в і - Ьм сечении к высоте горла сопла (г;/Ьг). Радиус пузыря в том или ином сечении расширяющейся части канала напрямую зависит от угловой скорости вихря в этом же сечении, которая, в свою очередь, зависит от скорости потока в этом сечении. Поэтому в качестве безразмерного параметра, учитывающего угловую скорость вращения вихря, взято отношение скорости потока в і-ом сечении к равновесной критической скорости двухфазного потока WKp в горле сопла при величине объемного паросодержания (p=0,5 (Wj/WKp.r). Из эпюр, представленных на рис. 3.12 — 3.14 следует, что по длине расширяющейся части сопла давление практически не изменяется и на удалении от горла сопла l/dDKB 10 можно считать равным противодавлению.
Влияние начальной температуры жидкости на рост пузыря двояко. С увеличением начальной температуры уменьшается давление насыщения жидкости и в результате увеличивается скорость роста пузыря. С другой стороны, увеличение начальной температуры приводит к снижению расхода жидкости и, как следствие, к снижению угловой скорости вращения вихря в момент его отрыва. При движении вихря в расширяющейся части канала его угловая скорость вращения так же уменьшается. В результате с увеличением начальной температуры снижается перепад давления между ядром вихря и невозмущённым потоком. Т.е. можно утверждать, что при некоторой начальной температуре жидкости радиус образующихся пузырей будет наименьшим. При истечении жидкости с отличной начальной температурой радиус пузыря в ядре вихря будет увеличиваться.
Похожие диссертации на Характеристики и структура низконапорного двухфазного потока в плоских соплах при истечении жидкости в разреженную среду
