Содержание к диссертации
Введение
1. Метастабильное состояние жидкости 9
1.1 Условия термодинамического равновесия в двухфазной среде.
Граница термодинамической устойчивости однородной фазы. 9
1.2 Равновесие на искривлённой поверхности раздела фаз. Гомогенное и гетерогенное зародышеобразование . 13
1.3 Ударный режим вскипания жидкости 14
1.4 Перегрев жидкости в адиабатном потоке . 16
1.5 Адиабатическое истечение жидкости через насадки. Гидродинамическое описание процесса истечения. 18
1.6 Термодинамика потока. 20
1.7 Модели парожидкостных потоков. 23
2. Реактивное усилие в режимах истечения метастабильной жидкости. 29
2.1 Экспериментальные исследования реакции струи 29
2.1.1 Описание стенда для исследования реактивного усилия при истечении метастабильной жидкости 30
2.1.2 Методика проведения эксперимента 33
2.2 Реакция струи при истечении через короткие цилиндрические каналы 36
2.2.1 Истечение с гетерогенным механизмом парообразования . 36
2.2.2 Истечение с гомогенным механизмом парообразования. 41
2.2.3 Определение расчетных зависимостей 46
2.3 Реакция струи при истечении через канал с расширением на выходе 50
3. Критические режимы истечения вскипающей жидкости 57
4. Определение истинных параметров потока в режимах метастабильного истечения жидкости 64
5. Обобщение методики расчета реактивного усилия метастабильных потоков на различные ньютоновские жидкости 69
Выводы 79
Литература
- Равновесие на искривлённой поверхности раздела фаз. Гомогенное и гетерогенное зародышеобразование
- Перегрев жидкости в адиабатном потоке
- Описание стенда для исследования реактивного усилия при истечении метастабильной жидкости
- Истечение с гетерогенным механизмом парообразования
Введение к работе
Экономические потрясения прошлого десятилетия полностью разрушили плановую систему хозяйствования и развития науки в России. Причина постановки выполненного исследования была заложена в период планового развития энергетики и, в частности АЭС. Однако реализация исследования осуществляется до настоящего времени и выполняется не только в интересах атомной энергетики. Проведение экспериментальных исследований в период, когда на первый план всплывает потребность немедленного получения прибыли, что в большинстве научных исследований не реализуемо, сопряжено с большими трудностями. Несмотря на сказанное, автору и его научному руководителю удалось выполнить поставленную задачу. В процессе проведения исследования и анализа результатов появились новые вопросы, решение которых требует постановки новых экспериментов.
В 1997 году в ВТИ разработаны и внедрены нормы расчета реактивных усилий для использования при анализе аварийных режимов на АЭС. Однако, имевшиеся в то время публикации опытных данных, на которых базировались разработки нормативного документа, не охватывали весь диапазон начальных термодинамических параметров. С целью устранения этого, далеко не единственного, недостатка отсутствия опытного материала было поставлено и выполнено предлагаемое экспериментальное исследование. Полученные опытные данные подтвердили их соответствие расчетным данным, выполненным по методике ВТИ. Следует отметить, что полученные данные относятся к режимам течения без образования кольцевой изолированной полости в канале и, как ее следствие, равновесным потокам.
Основным фактором, определяющим характер протекания аварии при разрыве герметичного объема, является расход жидкости или газа через отверстие. Анализ аварийных режимов предполагает наихудший случай, когда происходит мгновенный полный разрыв трубопровода с истечением горячей жидкости высокого давления в среду с атмосферным давлением. В процессе протекания аварии из отверстия начинает вытекать жидкость не догретая до температуры насыщения, насыщенная жидкость, парожидкостная смесь с различным паросодержанием, вплоть до насыщенного пара. В связи с этим, при анализе аварийных режимов с разрывами оборудования необходимо определение расходов жидкости и парожидкостной смеси в широком диапазоне режимных и геометрических параметров. Анализ литературных данных показал, что процесс истечения, сопровождающийся метастабильностью и скольжением, не поддается, в большинстве случаев, аналитическому описанию. Большинство опубликованных исследований проведено с использованием в качестве жидкости воды. Экспериментальные данные по стационарному истечению горячей воды и пароводяной смеси при больших градиентах давлений и высоких начальных параметрах в публикациях отсутствуют, а имеющиеся результаты при давлениях от 7 до 15 МПа носят противоречивый характер
До настоящего времени расчет расходных характеристик вскипающей жидкости и парожидкостной смеси рассматривался с позиций газодинамических закономерностей, причем в качестве определяющего (расчетного) сечения обычно принималось сечение, в котором поток достигал местной локальной критической скорости звука. Такое сечение является «запирающим», ограничивающим максимальную пропускную способность канала. В непрофилированных цилиндрических каналах таким сечением является выходное сечение, В некоторых практических задачах такой подход вполне оправдывает себя и расчетные данные удовлетворительно согласуются с экспериментом. Однако особенности истечения метастабильной жидкости через относительно короткие каналы хуже поддаются расчетному анализу. В первую очередь это связано с тем, что в газодинамике двухфазных систем отсутствует надежная методика расчета кинетики парообразования, определяющая истинное объемное паросодержание в критическом сечении, и, в конце концов, критический расход теплоносителя. Причем, до последнего времени не были выяснены физические закономерности, объясняющие зародышеобразование паровой фазы в потоке метастабильной жидкости, что приводило к тому, что момент наступления критического режима выбирался произвольно, без необходимого аналитического обоснования.
В области истечения горячей воды опытные данные, особенно в зависимости от геометрии канала, либо просто отсутствуют, либо исследованиями охвачен весьма ограниченный диапазон начальных параметров.
Практически единственными данными по истечению горячей воды с Р0 16 МПа и пароводяной смеси с Р0 6 МПа являются данные представленные в монографии /1/. В ВТИ были проведены экспериментальные исследования по определению стационарных удельных расходов, а также измерения реактивных усилий горячей воды и пароводяной смеси в следующих диапазонах начальных параметров: Р0 = 3-24 МПа, Т0 = 400 773К, Х0 = 0 +1. Истечение проводилось в объем, где давление по заданию изменялось от начального до атмосферного. Исследовалось истечение из относительно коротких каналов. Их длина не превышала 40 калибров при диаметре от 0,5 до 6 мм, когда можно не учитывать диссипативные потери по длине канала.
Исследование метастабильных потоков воды с точки зрения кинетики спонтанного зародышеобразования, по сути дела, используется впервые. Принципиальная возможность наблюдения спонтанного, взрывного вскипания перегретой воды до состояний, близких к спинодальным, оказывается возможным только при достижении начальных параметров Ро 12МПа и Т0 591° . При меньших параметрах вскипание перегретой жидкости (воды) происходит на гетерогенных или гомогенных, инициированных центрах зародышеобразования. Принципиальное отличие метода расчета расходных характеристик метастабильных потоков с применением теории гомогенной нуклеации от традиционного газодинамического подхода к решению этой задачи заключается в том, что за определяющее сечение берется сечение, в котором поток достигает максимально достижимого перегрева или степени метастабильности. Как правило, такое сечение располагается внутри канала вблизи входа. Это сечение рассматривается как основное и решающее с точки зрения кинетики спонтанного зародышеобразования. С применением такого подхода удается рассчитать объемное паросодержание в любом сечении канала, включая и критическое. В известной степени это позволяет более надежно использовать и газодинамические методики расчета критических потоков, поскольку определяется момент наступления критического режима. Однако сам по себе разработанный метод определения расходных характеристик горячей воды позволяет ( используя сечение максимальной степени метастабильности ), с хорошей точностью получать необходимые результаты.
Разработанный метод позволил объяснить физическую сущность процессов истечения горячей и насыщенной воды, и пароводяной смеси в широком диапазоне начальных параметров. Практически он охватывает весь исследованный диапазон, включая и закритические параметры воды и всю область пароводяной смеси, вплоть до критической точки. Значительно прояснился вопрос о влиянии геометрии канала, его протяженности, диаметра и конфигурации. Естественно, что исследований процессов истечения вблизи левой (жидкостной) пограничной кривой проведено значительно меньше, чем аналогичных процессов вблизи правой (паровой) пограничной кривой. Не накоплен еще тот объем экспериментального материала, которым обладают специалисты, занимающиеся истечениями пара или пароводяной смеси с большой степенью сухости. Поэтому количественные закономерности, которые получены по истечениям переохлажденного пара, практически охватывают любые геометрии каналов. Однако при этом явно недостаточно экспериментального материала при высоких начальных давлениях, а именно в этой области следует ожидать интенсивной спонтанной конденсации на флуктуационных центрах.
Экспериментальным и теоретическим исследованиям метастабильных потоков жидкостей в литературе уделено явно недостаточно внимания. В основном, это связано со сложностью постановки экспериментов, проведения опытов и научно обоснованной обработке полученных результатов, пригодной для использования в инженерной практике. В публикациях имеются достоверные данные по описанию теплофизических свойств чистых веществ и некоторых смесей в различных агрегатных составных. В том числе и при фазовых переходах первого рода, в которых возникают однородные метастабильные состояния. Это позволяет использовать имеющиеся сведения при разработке и применении инженерных методик расчета расходных характеристик метастабильных потоков. Тем не менее, применение разработок к решению практических задач вызывает необходимость использования в расчетных формулах эмпирических коэффициентов, снижающих возможности применения этих формул. Зафиксированный факт перегрева или переохлаждения жидкости достаточно корректно описан теоретически по результатам экспериментов с применением понятия среднего времени жизни метастабильного состояния, представленного в количественном выражении.
Время жизни нестабильного состояния определяется средним временем ожидания жизнеспособного зародыша новой фазы. Как показали эксперименты, теплофизические свойства различных веществ могут быть экстраполированы в область метастабильных состояний. Этот факт позволяет разработать инженерную методику расчета истинных параметров жидкостных потоков с учетом метастабильности и количественное описание процесса истечения метастабильной жидкости на базе большого экспериментального материала.
Требования практики привели к необходимости разработки методики расчета реактивного усилия, учитывающей особенности истечения метастабильных потоков горячей воды. Данная необходимость обусловлена проявлением негативной стороной реактивного усилия, а именно его разрушающим действием на элементы оборудования при авариях с разрывом трубопроводов. Однако есть и позитивная сторона в использовании реактивного усилия истечения.
Известно, что в реактивных двигателях летательных аппаратов используется реактивное усилие газовой струи. Применение реактивного усилия истечения метастабильной жидкости открывает принципиально новые возможности в разработке нового типа реактивных двигателей и представляется возможным их широкое использование на водном транспорте а также в создании новых видов предохранительной техники.
Вышесказанное позволило сформулировать задачу проведенного исследования. Получить систематизированные экспериментальные данные по реактивным усилиям при истечении метастабильной жидкости (воды) через "короткие" каналы. Разработать методику расчета реактивных усилий в исследованном диапазоне начальных параметров.
Анализ опубликованных результатов исследований по определению максимальных перегревов, расходных характеристик, реактивного усилия при истечения различных ньютоновских жидкостей и их сравнение с результатами, полученными автором при исследовании истечения воды, позволяют сделать следующие выводы. Представленные в безразмерных параметрах закономерности поведения всех исследованных жидкостей, в том числе и воды, удовлетворительно согласуются между собой. Это позволяет распространить результаты, полученные на одной ньютоновской жидкости на другие жидкости.
Равновесие на искривлённой поверхности раздела фаз. Гомогенное и гетерогенное зародышеобразование
В теории гомогенной нуклеации фундаментальной является величина, определяющая среднее число жизнеспособных зародышей /7/, образующихся в единице объёма в единицу времени, и называемая частотой или скоростью зародышеобразования J. Для расчёта этой величины обычно используется /7,4/ формула J = NiBexp[-G] (1.17) Где Nj = 10 м" - число молекул в единице объёма жидкости; В 10 с л - кинетический коэффициент.
Так как появление зародыша носит вероятностный характер, то определённый физический смысл при заданных Р, Т имеет среднее время ожидания появления зародыша т в объёме V метастабильной жидкости. Значения J, х , V связаны соотношением J = (xV)-1 (1.18)
Теория предсказывает очень большую крутизну температурной зависимости J /7/, в связи, с чем при углублении в метастабильную область должно обнаруживаться резкое «включение» гомогенного механизма зародышеобразования. Такой режим фазового превращения называется ударным (взрывным). /7,4,9,10/. Это явление можно наблюдать при нестатических процессах с быстрым вводом тепла в систему /11/ или при резком сбросе статического давления /12/. В этих условиях действие готовых центров парообразования в роли стоков тепла становится неэффективным и срабатывает механизм гомогенного зародышеобразования. Вскипание в этом случае носит взрывной характер.
Можно сравнить времена процессов при различных режимах вскипания жидкости. Для вскипания на готовых центрах характерное время оценим из соотношения /4/ n = jvndt = 4 Qr2rdtl, (1.19) о о Где О. - эффективное число гетерогенных центров в единице объёма жидкости; г - линейная скорость роста пузырька пара при аппроксимации его сферой радиусом г. Величина Q предполагает замену действительного распределения центров по температуре их «включения» дельтаобразным распределением с аргументом Т - Ts. Радиус пузырька изменяется по закону /71/ г = Тта, (1.20) где 4у - функция теплофизических параметров и перегрева жидкости. Если ввести усреднённое значение Р на интервале Ts Т(т): т о то (1.19) преобразуется в -лП{ 3)т =1. (1.22)
Считаем отдельные центры невзаимодействующимиаи= 1/2, когда скорость роста ограничена подводом тепла /71/.
При объёмном нагревании системы со скоростью Т температура перегретой жидкости Т., при которой действует гомогенный механизм, достигается за время T = (T.s)/f, (1.23) если процесс начинается с температуры насыщения. В присутствии готовых центров гомогенный механизм будет преобладающим, если Tj/x. »1 (1.24) Подставляя сюда (1.23) и ц из (1.22), получим неравенство 4ПЩУЪ) Xa Т »1 (1.25) s Т.-X позволяющее оценить необходимую для вскипания скорость нагревания. Вскипание жидкости при соблюдении условия (1.25) называется взрывным вскипанием.
Оценочные расчёты /4/ показывают, что при достаточно быстром переводе системы вглубь метастабильной области (т. т = КГ5с) при наличии готовых центров ( Q = 1010 м "3 ) для ударного вскипания должны реализоваться частоты зародышеобразования J 1015M 3C 1. (1.26)
При движении по адиабатному каналу первоначально сжатая жидкость по мере снижения давления будет приближаться к состоянию насыщения и в некотором сечении канала давление жидкости достигнет давления насыщения Ps. если при дальнейшем понижении давления термодинамическое равновесие не нарушается, то за сечением, где Р= Ps, образуется равновесный двухфазный поток. Такое развитие процесса характерно для длинных каналов с небольшим градиентом давления. В коротком канале при том же перепаде давления скорость падения давления значительно выше (время изменения параметров жидкости уменьшается) и фазовый переход может происходить при значительном отклонении от состояния термодинамического равновесия.
Паровая фаза в макроскопически однородной жидкости образуется как на флуктуационных центрах (гомогенная нуклеация), так и на готовых центрах и «ослабленных» местах (гетерогенное зародышеобразование). При небольшой степени отклонения от термодинамического равновесия основными источниками парообразования будут гетерогенные включения. В нестатических процессах, несмотря на присутствие готовых центров парообразования, можно получить большой перегрев жидкости, при котором доминирующим станет гомогенный механизм зародышеобразования (см. п. 1.3). Необходимым условием этого является неравенство (1.24) ТІ/Т- »1, где ті - характерное время вскипания жидкости на готовых центрах, т -характерное время достижения жидкостью состояния, при котором происходит гомогенное зародышеобразование.
Многочисленные опыты по исследованию потока испаряющейся жидкости показали, что при истечении через относительно короткие каналы различной геометрии измеренные расходы истекающей среды превышают расчетные значения, вычисленные в предположении термодинамического равновесия фаз. Например, в работе /13/ удельный массовый расход насыщенной воды, истекающей через круглые сходящиеся каналы с lAW - 1,6, в 2-4 раза превышал значения расхода, рассчитанные для термодинамически равновесного изоэнтропииного течения (рис.1.3).
Перегрев жидкости в адиабатном потоке
Основными гидродинамическими характеристиками потока жидкости являются давление Р и скорость движения жидкости W. В общем случае величины Р и W для разных точек пространства, занятого движущейся жидкостью, будут различны в каждый фиксированный момент времени и будут изменяться во времени в любой фиксированной точке. С учётом сказанного величины Р и W будут определяться системой уравнений: Р = fi(x,y,z,t) Wx = f2(x,y,z,t) Wy = f3(x,y,z,t) (1.27) Wz = ,(x,y,z,t) где Wx, Wy, Wz - составляющие скорости в декартовых координатах.
Задача отыскания вида функций fi i сложна и не всегда решаема, поэтому в гидродинамике для описания движущейся сплошной среды, как правило, используются осреднённые и интегральные характеристики потока. В основе этого метода лежит использование основных уравнений гидравлики /20/: 1) уравнение неразрывности; 2) уравнение кинетической энергии (уравнение Бернулли); 3) уравнение сохранения количества движения; 4) эмпирические и полуэмпирические зависимости для оценки работы сил трения. В зависимости от условий задачи возможны различные упрощения уравнений. Так, во многих случаях истечения поток можно считать одномерным, силу тяжести и трения не учитывать, тогда для стационарного режима течения получим замкнутую систему простых уравнений: w, w2 —L = —- = j = const, Vi v2 2 2 Pi + —= P2 + — , (1-28) Vi v2 2 2 h, +—L = h2+- при условии, что начальные параметры (с индексом 1) и давление на выходе Р2 известны. Здесь j - удельный массовый расход, v-удельный объём, w -усреднённая по сечению скорость потока, h - удельная энтальпия. Неизвестные величины - W2, уг, h2.
При решении отдельных практических задач приходится оценивать скорость течения или расхода жидкости для заданного перепада давления. В гидродинамике часто пользуются уравнением Бернулли /21/. Для режима, когда отсутствует механическая работа, неизменна потенциальная энергия и нет гидравлических потерь, уравнение Бернулли имеет вид: wi-w??dP 2 J„P Для идеальной несжимаемой жидкости уравнение Бернулли упрощается, P2+PW=PI+M.
При оценке расхода жидкости, истекающей из большого сосуда через отверстие или канал малого диаметра, начальную скорость течения считают равной нулю и уравнение Бернулли принимает вид: W2-V2(PI-P2)/P- (1-29)
Реальная скорость истечения жидкости через отверстия и цилиндрические каналы всегда меньше рассчитанной по уравнению (1.29). На практике используется формула w2 = ц ДР/р)" или для удельного расхода j = Цг(2ДРр)12 . Величину коэффициента гидравлического расхода \Лг можно определить, разделив значение измеренного расхода невскипающей жидкости на теоретический расход. Введение коэффициента jir обусловлено сжатием струи при входе в канал и неравномерностью распределения скоростей по сечению струи. Fc Сжатие определяется коэффициентом сжатия є = - - и распределение F w скорости коэффициентом скорости ф = —-, где F и F - площадь wT сечения струи и площадь сечения отверстия, wg и wT - средняя действительная и теоретическая скорости истечения. Например, для совершенного сжатия значения є и (р, найден ные в опытах на круглых отверстиях, равны 0,63 и 0,97 /20,22/, коэффициент расхода p. г - є(р 0,62. Величина . г может изменяться в зависимости от условий истечения в пределах 0,60 - 0,85 /23/. Теоретическое значение коэффициента расхода впервые было получено Чаплыгиным [41] и цифра определена = 0.61. Для практических расчетов коэффициента расхода имеются эмпирические формулы.
Многие процессы в потоке обусловлены термодинамическими свойствами среды. Поэтому термодинамический анализ потока может быть достаточно эффективным и относительно простым способом исследования течений, связанных с фазовыми переходами. Используя законы термодинамики, можно, не прибегая к сложным расчётам, предсказывать с удовлетворительной точностью поведение системы в тех или иных условиях. Такой подход наиболее удобен при рассмотрении сильно неравновесных течений, детальное изучение которых затруднительно.
Описание стенда для исследования реактивного усилия при истечении метастабильной жидкости
Схема стенда представлена на рис.2.1.1. Пар с параметрами: давлением до 25 МПа и температурой до 450С через вентили 3 и 4 поступает на два холодильника. В зависимости от расхода пара могут работать параллельно оба или один из холодильников, для чего предусмотрен вентиль 5. Холодильники охлаждаются водопроводной водой с регулируемым расходом при помощи вентилей 1 и 2. После холодильников рабочая среда заданной температуры через расходомерную шайбу поступает на систему запорно-дроссельных вентилей 6, 7 и 8. Последний служит для тонкой регулировки расхода. Далее среда необходимых параметров поступает в небольшой расширитель, к которому присоединена вертикально расположенная трубка диаметром 6, толщиной 1 и длиной 1500 мм. В нижнем конце трубка изгибается под углом 900 до горизонтального положения и примерно через 100-150 мм заканчивается экспериментальным каналом. За каналом рабочая среда попадает в сборную камеру, связанную с атмосферой, после чего сбрасывается в дренаж. Сборная камера прозрачна, что позволяет визуально наблюдать форму выходящей струи.
По ходу пара и воды измеряются: давление - на входе в экспериментальную установку, за системой дроссельных вентилей и за расширителем (т. е. на входе в канал); температура - в расширителе и за 25 мм перед экспериментальным каналом; расход среды измеряется с помощью расходомерной шайбы. Сразу за расширителем смонтирована байпасная линия в дренаж, позволяющая более гибко регулировать температуру воды перед каналом. Экспериментальный участок представлен нарис. 2.1.2. Измерение реактивного усилия осуществляется следующим образом. Экспериментальный канал, при истечении через который возникает реактивное усилие, перемещает вертикальную трубку вправо (как показано на рис.2.1.2).
Перемещение воспринимается головкой поршня, выполненной из теплоизоляционного материала. Поршень перемещается внутри канала, соединенного с камерой, которая, в свою очередь, соединена с коленом ртутного дифманометра. Канал, камера и колено дифманометра до ртутного уровня заполнены спиртом (по условиям вязкости). Таким образом, перемещение трубки воспринимается поршнем и передается на дифманометр, которым фиксируется усилие и перемещение поршня. Автономно перемещение поршня фиксируется с точностью до 0,05 мм по отметчику перемещения поршня 6 (рис.2.1.2).
С целью исключения неизвестного усилия, возникающего при изгибе вертикальной трубки, последняя с помощью винта 2 возвращается в первоначальное нейтральное (исходное) положение, которое контролируется по шкале 7 с ценой деления 0,5 мм (рис.2.1.2). Точность измерения остальных параметров определялась паспортными данными использованных приборов. При усилиях реакции струи превосходящих возможности ртутного дифманометра и длины поршня, на последний устанавливалась тарированная пружина. В проведенных опытах истечение проводилось через цилиндрический канал диаметром 0,575 мм и длиной 2 мм. Перед проведением опытов определялся коэффициент расхода используемого канала на воде с температурой 20-50 С и давлением до 10 МПа. Расход воды определялся весовым методом. Опыты показали, что коэффициент расхода близок к 0,956.
Методика проведения экспериментов заключалась в следующем. Открывались вентили 3, 4, 6 и 8 и на установку подавался минимальный расход острого пара необходимого давления, определяемого по манометру, установленному на паровой линии. Далее, открытием вентилей 1 и 2 подавалась охлаждающая вода на холодильники, но только в тех случаях, когда требовалось достижение больших недогревов, либо при тарировках на холодной воде. В режимах истечения при малых недогревах, как правило, охлаждающая вода не требовалась, т. к. большая протяженность трассы и оголенность трубопроводов в сочетании с малыми расходами ( не более 30 л/час)позволяли получать параметры рабочей среды на входе в отверстие за счет естественного воздушного охлаждения. Напротив, при очень небольших расходах рабочей среды и с целью ускорения процесса выхода на режим с необходимыми начальными параметрами, была смонтирована байпасная линия с вентилем 9 в дренаж (см. рис. 2.1.1). Пропуск через нее рабочей среды увеличивает расход и не позволят теплопотерям по трассе стенда переохлаждать воду на входе в экспериментальный участок. Необходимость открытия и закрытия вентиля 9 определялась оператором, поддерживающим начальные параметры воды. После выхода на стационарный режим истечения проводилось измерение реактивного усилия. Перед проведением опыта и до начала замера реакции струи трубка 5 (см. рис. 2.1.2) находится в стационарном нейтральном положении. При истечении это достигается механическим стопором (на рис. 7.2 он не показан), не позволяющим перемещаться трубке 5. В процессе измерения реактивной тяги стопор отводится и трубка 5 перемещается вправо (по рис. 2.1.2). Перемещение воспринимается поршнем (в ряде опытов с пружиной) и передается на дифманометр. Рукояткой 2 вся система измерения с трубкой 5 перемещается влево до нейтрального исходного положения последней. По дифманометру замеряется перепад давления и, при известном сечении поршня рассчитывается величина реакции струи. В режимах с установленной на поршень пружиной 8 в расчет вносилась величина усилия, соответствующая конкретному сжатию пружины. Последняя тарировалась весовым методом. Предварительно измерялся вес поршня с головкой. Деталь 3 совместно с измерителем перемещения 6 располагалась вертикально и на головку поршня накладывались разновески. Тарировка представлялась в виде графической зависимости: нагрузки R от перемещения (сжатия пружины I).
Истечение с гетерогенным механизмом парообразования
Процесс истечения воды с температурой, превышающей температуру насыщения при противодавлении обладает некоторыми особенностями, которые обусловливаются кинетикой парообразования, т. е. неравновесностью потока. Степень последней зависит от начальных параметров потока, геометрии канала и меняется в широких пределах: от истечения в пределах канала однофазной несжимаемой среды с максимально достижимыми перегревами (максимальная степень метастабильности потока) до полностью термодинамически и механически равновесных потоков.
Очевидно, что для установления в канале критического режима истечения необходимо, чтобы ядро потока представляло сжимаемую среду, т. е. местная скорость звука должна быть достижима скоростью потока. Для образования паровой фазы в жидкостном потоке необходимо определенное соотношение между количеством центров парообразования, скоростью их роста и временем пребывания в канале. Зародышеобразование может происходить как на инициированных центрах (гетерогенная нуклеация), так и на флуктуационных центрах (гомогенная нуклеация). Флуктуационные центры образуются и начинают расти с определенным запаздыванием, в то время как готовые центры «вступают в работу» сразу при изоэнтропном переходе через линию насыщения для жидкости.
Интенсивность гомогенной нуклеации определяется перегревом жидкости относительно состояния насыщения и абсолютными значениями начальных термодинамических параметров, поскольку спинодальные перегревы значительно уменьшаются с ростом давления.
При ТУТкр 0,91 основными поставщиками паровой фазы служат гетерогенные центры парообразования. Для высоко градиентных потоков, когда истечение происходит через диафрагму очень малой протяженности, парообразование на гетерогенных центрах наблюдается в незначительной степени, в основном в пристенной кольцевой области. Основное отличие процесса истечения вскипающей жидкости от истечения газа заключается в том, что локальная скорость звука уменьшается с возрастанием паросодержания.
При равенстве скорости потока и локальной скорости звука наступает первый критический режим истечения и образуется линия р перехода. Соответствующее отношение давлений є = - Ро по аналогии с /25/ следует определять как первое критическое отношение. Характерный экспериментальный признак такого режима заключается в том, что давление в докритическом сечении начинает превышать противодавление. Однако при дальнейшем снижении противодавления (соответственно Єпр кр) стабилизации расхода не происходит. Последний продолжает увеличиваться, но его определение не подчиняется закономерностям течения несжимаемой среды, в связи с тем, что критическое отношение давлений зависит не только от поведения линии перехода в пристенном слое /25/, но и от степени завершенности фазового перехода, т.е. от метастабильносги потока. При истечении через отверстия и диафрагмы относительно небольших диаметров, решающую роль играет метастабильность потока. В этом случае следует учитывать масштабный фактор, влияние которого на удельный расход самоиспаряющейся жидкости описано в /44/. Особенность поведения потока в метастабильном состоянии приводит к тому, что с уменьшением противодавления при Єпр Єкр линия перехода деформируется по всей длине, а не только в пределах пристенного слоя, что наблюдается при истечении газа. При этом изменяется ее кривизна и протяженность. Все вышесказанное наблюдалось при всех режимах истечения жидкости с начальной температурой не более 591 Кис начальным давлением Ро 11МПа. На рис.3.1 приведена экспериментальная зависимость є , от относительной температуры Т 9S = - - для жидкости с начальным давлением до 20 МПа. Область I Tos относится к гидравлическим режимам течения, область II к первому критическому режиму. На этом же графике нанесена расчетная зависимость, которая предполагает наступление критического режима при условии Ts = Tsnp (Tsnp - температура насыщения при противодавлении). Разница между расчетной и экспериментальной зависимостями учитывает изменение скорости потока и скорости звука с изменением паросодержания. При истечении жидкости с начальным давлением Ро 11МПа и при То = 591 К (это соответствует началу гомогенной нуклеации) происходит спонтанное вскипание потока в пределах канала, что приводит к резкому снижению удельного расхода, росту паросодержания и гомогенизации двухфазной среды в критическом сечении. Это способствует стабилизации расхода, линии перехода и наступлению второго критического режима течения, по аналогии с представлениями работы /25/. Стабилизация расхода и линии перехода наступает при отношениях давлений, меньших соответствующих началу спонтанного вскипания. На рис.3.2 представлена зависимость второго критического отношения давлений » от начального давления и относительной температуры 0S.
Метастабильность потока вскипающей жидкости, зависящая от изменения начальной температуры, приводит к существенной деформации линии перехода. Сокращение последней, ее приближение к прямой линии увеличивают второе критическое отношение давлений, приближают к первому и к предсказанному в /41/. Анализ критических режимов течения вскипающей жидкости через цилиндрические каналы показывает, что метастабильность наиболее существенно проявляется при истечении через короткие каналы. В этом случае наиболее ярко выявляются полученные особенности существования двух критических отношений давления, двух критических режимов течения. Увеличение длины канала приводит к преобладающей роли гетерогенного зародышеобразования в потоке в пределах канала и к гомогенизации среды в критическом сечении.
Граница наступления первого критического режима, зависящего только от начальной температуры, определяется следующим эмпирическим уравнением: е = 24,778s2 -41,159, + 17,08 (3.1) Уравнение (3.1) справедливо в диапазоне начальных параметров: Т0 - от температуры насыщения при противодавлении, до относительной температуры 8S 0.91.
