Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Анализ результатов исследований по изучению гидродинамики, теплообмена и кризисных явлений при пленочных течениях однокомпонентных жидкостей и смесей на тепловыделяющих поверхностях различной геометрии (обзор литературы) 15
1.1. Гидродинамика пленочного течения жидкости на поверхностях различной геометрии 15
1.1.1. Гидродинамика пленки жидкости, стекающей по гладкой поверхности 16
1.1.2. Гидродинамика пленки жидкости, стекающей по структурированным поверхностям 21
1.2. Теплообмен при пленочных течениях однокомпонентных жидкостей и смесей на тепловыделяющих поверхностях различной геометрии 28
1.2.1. Испарение стекающих пленок однокомпонентных жидкостей и бинарных смесей на поверхностях различной геометрии 281.
2.2. Кипение однокомпонентных жидкостей и бинарных смесей 38
1.2.3. Кипение в стекающих пленках жидкости 43
1.3. Кризисные явления при течении пленок жидкости по тепловыделяющим поверхностям различной геометрии 48
1.4. Выводы из обзора литературы 56
1.5. Постановка цели и задач исследования 57
ГЛАВА 2. Методика проведения опытов по исследованию гидродинамики и теплообмена при пленочном течении жидкостей на поверхностях различной геометрии 59
2.1. Экспериментальная установка для исследования гидродинамики и теплообмена при пленочном течении бинарной смеси хладонов на гладких и структурированных поверхностях 59
2.1.1. Экспериментальные участки 60
2.1.2. Методика проведения опытов и оценка погрешностей измерений 66
2.2. Экспериментальная установка и методика исследования гидродинамики стекающих по поверхностям сложной геометрии пленок криогенной жидкости 70
ГЛАВА 3. Теплообмен и кризисные явления при пленочном течении смеси хладонов на гладких и структурированных поверхностях 75
3.1. Визуализация пленочного течения смеси хладонов на тепловыделяющих поверхностях различной геометрии 75
3.2. Режимы теплообмена в стекающих пленках смеси хладонов 81
3.3. Состав смеси в стекающей испаряющейся пленке жидкости 91
3.4. Теплоотдача при испарении стекающих пленок смеси хладонов 95
3.5. Теплообмен при кипении в пленках смеси хладонов 101
3.6. Кризисные явления в стекающих пленках смеси хладонов, стекающих по поверхностям различной геометрии 108
3.7. Основные результаты и выводы к главе 3 115
ГЛАВА 4. Гидродинамика пленочного течения маловязких жидкостей на гладких и структурированных поверхностях 117
4.1. Волновые характеристики пленочного течения смеси хладонов на гладких и структурированных поверхностях 117
4.2. Гидродинамика пленочного течения жидкого азота на гофрированной перфорированной поверхности с горизонтальной текстурой 123
4.3. Основные результаты и выводы к главе 4 131
Заключение 133
Литература 135q
- Теплообмен при пленочных течениях однокомпонентных жидкостей и смесей на тепловыделяющих поверхностях различной геометрии
- Кризисные явления при течении пленок жидкости по тепловыделяющим поверхностям различной геометрии
- Методика проведения опытов и оценка погрешностей измерений
- Гидродинамика пленочного течения жидкого азота на гофрированной перфорированной поверхности с горизонтальной текстурой
Теплообмен при пленочных течениях однокомпонентных жидкостей и смесей на тепловыделяющих поверхностях различной геометрии
Пленочное течение жидкости - течение слоя жидкости малой толщины (1-1000 мкм), как правило, с одной свободной границей, под действием гравитационных сил, касательного напряжения и т.д., является распространенным явлением в природе и технике. Малое термическое сопротивление и большая поверхность контакта при малых удельных расходах жидкости делают движущуюся пленку жидкости эффективным средством в процессах межфазного тепломассообмена (охлаждение, выпаривание, конденсация, абсорбция, ректификация и т.д.). На данный момент опубликовано большое количество работ по теоретическому и экспериментальному исследованию гидродинамики и теплообмена в стекающих пленках, описания которых приведены в монографиях [Воронцов, Тананайко, 1972; Исаченко, 1977; Гимбутис, 1988; Холпанов, Шкадов, 1990; Алексеенко и др., 1992 и т.д.].
В разделе 1.1 рассматриваются работы, посвященные гидродинамике гравитационного стекания пленки жидкости по вертикальным и наклонным, гладким и структурированным поверхностям. 1.1.1. Гидродинамика пленки жидкости, стекающей по гладкой поверхности
При построении безразмерных комплексов, характеризующих гравитационное течение пленки, в качестве масштабов толщины и скорости, как правило, используются расчетные значения в соответствии с ламинарной теорией В. Нуссельта [Nusselt, 1916]: Формула (1.1) пригодна для оценки средней толщины только равновесной ламинарной пленки на установившемся участке течения. Формула (1.2), дающая зависимость скорости от координаты в поперечном сечении пленки, не описывает профиль скорости при ламинарно-волновых режимах в области гребней крупных волн, где, как будет отмечено далее, наблюдается вихревое течение.
Характерным отличием пленочного течения жидкости от других видов течения (течение в канале, погранслойное течение) является существование широкой по числу Рейнольдса Re области существования ламинарно-волнового режима. Из-за многообразия типов волн на свободной поверхности пленки различными авторами предлагаются разные способы классификации режимов течения. Например, авторы [Ishigai et al., 1972] на основе анализа поверхностных возмущений выделяют пять режимов течения вертикальной пленки жидкости: чисто ламинарный, Re 0,47(Ка) ; первый переходный режим, 0,47(Ка)1/10 Re 2,2 (Ка)шо; устойчивое волновое течение, 2,2 (Ка) Re 75; второй переходный режим, 75 Re 400; полностью турбулентное течение, Re 400, где число Капицы: gy Р Иногда выделяют [Гимбутис, 1988] ламинарный, волновой, переходный и развитый турбулентный режимы. Однако в большинстве источников [Brauer, 1956; Лабунцов, Ягов, 2007] считается достаточным разделение режимов на ламинарный, волновой (ламинарно-волновой) и турбулентный.
П. Л. Капицей [Капица, 1948] на основе гипотезы о минимуме потенциальной энергии было предсказано значение критического числа Рейнольдса волнообразования, соответствующее появлению первых волн:
Границы волнообразования, определенные в разных работах, близки друг к другу и к значению, рассчитанному по формуле (1.3). В то же время теория устойчивости дает значение Reme=0, т.е. пленочное течение по вертикальной поверхности всегда неустойчиво. Причина расхождений между теорией и экспериментом объясняется в рамках нелинейной теории и заключается в том, что амплитуда установившихся волн действительно резко изменяется при числах Re, близких к экспериментально измеренным Reme, но никогда не равна нулю, [Алексеенко и др., 1992].
Первое теоретическое исследование волнового движения на поверхности стекающих пленок в ламинарно-волновом режиме было выполнено в работе [Капица, 1948]. В этой работе П.Л. Капицей рассматривалось движение капиллярных двумерных синусоидальных волн при условии, что их длина значительно больше средней толщины пленки. Было установлено, что относительная амплитуда волн AOTa=A/So является постоянной величиной и не зависит от расхода. Фазовая скорость волн в 2.4 раза больше средней скорости в сечении, а относительная длина волны Я/So 13.7.
В последовавшей затем экспериментальной работе [Капица П.Л., Капица СП., 1949] авторы указывают, что в действительности волны не являются симметричными, а имеют более крутой передний склон. Одновременно существуют волны различной амплитуды и длины, кроме того, амплитуда периодических волн зависит от расхода жидкости и стремится к теоретическому значению Аотн = 0.46 по мере увеличения расхода. Интересно замечание Капицы, что подобное течение можно характеризовать, скорее не как волновое, а как скатывание по стенке капель жидкости растянутой формы.
В выполненных позже работах [Воротилин и др., 1970] показано, что относительная амплитуда волн зависит от расхода жидкости и поверхностного натяжения.
В сборнике работ под редакций С.С. Кутателадзе [«Исследование турбулентных течений двухфазных сред», 1973] теоретически показана возможность существования на поверхности пленки катящихся некапиллярных волн пилообразной формы (с крутым передним склоном). Показано, что для случая, когда толщина пленки много меньше длины волны, распространение возмущения поверхности подчиняется уравнению Кортевега-де Вриза, которое без учета поверхностного натяжения имеет периодическое решение. Толщина слоя на участке непрерывности подчиняется выражению:
при числах Рейнольдса Re » 1 в условиях отсутствия теплового потока, получено в работе [Накоряков, Шрейбер, 1973]. В предложенной модели отсутствуют диссипативные члены, вследствие этого уравнение не имеет установившихся решений в виде конечно-амплитудных волн. В работе [Prokopiou et al., 1991] показано, что диссипация появляется в следующем приближении по малому параметру. Из проведенного авторами анализа следует, что член уравнения, связанный с поверхностным натяжением, всегда отрицателен, что приводит к затуханию возмущений, а член, связанный с вязкостью, положителен, что, напротив, приводит к росту возмущений. В действительности, течение пленки имеет еще более сложный характер. Устойчивость безволнового стекания испаряющейся пленки по вертикальной плоскости исследовалась в работах [Bankoff, 1971; Spindler, 1982]. Показано, что испарение оказывает дестабилизирующее влияние и расширяет диапазон нарастающих во времени длинноволновых возмущений.
Авторами [Joo et al., 1991] в рамках длинноволнового приближения изучались характеристики устойчивости и поведение стекающих испаряющихся пленок жидкости на гладких стенках.
Исследования гидродинамики пленки жидкого азота, стекающей по вертикальной поверхности, проводились в [Алексеенко и др., 1997]. В работе приведены экспериментальные зависимости локальной толщины пленки, остаточного слоя и волновых характеристик в диапазоне чисел Рейнольдса Re = (25-250). Показано, что на пластине размерами 75x210 мм развиваются трехмерные нелинейные волны, разделенные протяженным остаточным слоем. Установлено, что в исследованном диапазоне расхода жидкости толщина остаточного слоя слабо зависит от числа Re.
Экспериментальные и теоретические исследования [Miyara, 1999; Adomeit et al., 2000 и др.] показали, что в области гребней крупных волн наблюдается вихревое течение, существенно искажающее профиль скорости, предсказываемый соотношением (1.2).
Кризисные явления при течении пленок жидкости по тепловыделяющим поверхностям различной геометрии
Обладая существенно более сильной зависимостью плотности теплового потока от перегрева стенки по сравнению с другими режимами теплообмена (конвекция, испарение), пузырьковое кипение жидкостей является наиболее эффективным средством охлаждения тепловыделяющих поверхностей. За более чем полувековую историю изучения пузырькового кипения (кривая кипения была получена Нукиямой в 1934г., монография Кутателадзе «Теплопередача при конденсации и кипении» появилась в 1949), проведено большое количество теоретических и экспериментальных исследований по данному вопросу. Для расчета коэффициента теплоотдачи при пузырьковом кипении различных жидкостей в различных условиях в литературе приводятся десятки полуэмпирических соотношений [Rohsenow, 1962; Mostinski, 1963; Stephan, Abdelsalam, 1980; Gorenflo, 1993 и др.]. Однако, из-за невозможности строгого аналитического описания этого сложного многофакторного процесса до сих пор не существует завершенной общепринятой теории теплообмена при пузырьковом кипении.
С.С. Кутателадзе, основываясь на введенной им аналогии между процессами кипения и барботажа жидкости газом через пористые поверхности, выделил гидродинамическую основу механизма теплообмена при кипении [Кутателадзе, 1979]. Автором было проведено обобщение большого массива экспериментальных данных по кипению воды, водоглицериновых растворов, жидких металлов, спирта и т.д. с использованием безразмерных комплексов. В пределах ± 25% массив экспериментальных данных для коэффициента теплоотдачи описывается зависимостью:
Д.А. Лабунцов предложил приближенную теорию теплообмена при пузырьковом кипении на основе микрослоевой модели. В работе [Лабунцов, 1963] было получено теоретически обоснованное соотношение, объясняющее известную из опытов кубическую зависимость q от AT:
Данное соотношение отражает влияние двух составляющих теплового потока от стенки к кипящей жидкости: Теплового потока, идущего на непосредственное испарение через микрослой жидкости в паровые пузыри, растущие на нагревателе; Теплового потока конвекцией через теплопроводный слой жидкости, толщина которого обратно пропорциональна средней динамической скорости, специфической для кипения и связанной со скоростью роста индивидуального парового пузыря.
В более поздней работе [Лабунцов, 1972] автором была оценена эффективная толщина жидкой пленки под паровыми конгломератами по средней скорости зародышеобразования и характерному расстоянию между центрами парообразования. Было получено соотношение для коэффициента теплоотдачи, в котором с помощью эмпирической функции отношения плотностей фаз учитывался (становящийся все более существенным с ростом давления) вклад непосредственного испарения в растущие на поверхности пузыри:
Различные аспекты теплообмена при кипении были подробно рассмотрены в монографиях [Григорьев и др., 1977; Кутателадзе, 1979; Кутепов и др., 1986 и др.]. Однако авторы неоднозначно трактуют влияние теплофизических характеристик тепловыделяющей стенки на механизм и интенсивность теплообмена при кипении. Авторы [Григорьев и др., 1977] показали, что теплообмен при кипении криогенных жидкостей при прочих равных условиях существенно зависит от теплофизических характеристик стенки и ее толщины. С другой стороны, авторы [Кутепов и др., 1986] утверждают, что при кипении обычных жидкостей на тепловыделяющих поверхностях из меди, латуни, мельхиора и нержавеющей стали значения коэффициента теплоотдачи совпадают. В работе [Гогонин, 2006] было проанализировано влияние теплофизических и поверхностных свойств тепловыделяющей стенки на интенсивность теплообмена при кипении обычных жидкостей. Анализ экспериментальных данных различных авторов выполнен на основании модифицированного критериального уравнения Д.А. Лабунцова [Лабунцов 1963, 1979], предложенного для описания теплообмена при кипении в условиях свободной конвекции. Авторы [Гогонин, 2006] на основании приведенных в работе данных утверждают, что теплофизические свойства нагреваемой стенки могут существенно влиять на теплообмен при кипении не только криогенных жидкостей, но и хладонов.
Обращаясь к исследованиям кипения на структурированных поверхностях, следует отметить существенный вклад таких отечественных авторов, как [Боришанская, 1979; Кузма-Кичта и др., 1982; Ройзен и др., 1982; Попов и др., 2009].
Одна из последних отечественных работ по данной тематике [Попов и др., 2013] посвящена экспериментальному исследованию теплоотдачи на микроструктурированных поверхностях различной геометрии при кипении в большом объеме воды. На отдельных поверхностях, полученных с помощью нового ресурсосберегающего метода (деформирующего резания), достигнута интенсификация теплообмена до 9 раз по сравнению гладкой поверхностью.
В заключение нельзя не отметить, что в последнее время возник большой интерес к исследованиям кипения на поверхностях с нанорельефом, способствующим увеличению количества центров парообразования (до 25 раз) и частоты отрыва пузырьков (от 3 до 5 раз) по сравнению с гладкими поверхностями [Mitrovich, 2006; Chu et al., 2012, и др.]. В работе [Kuzma-Kichta et al., 2013] показано, что использование поверхности с нанорельефом приводит к повышению скорости циркуляции до 5-ти раз и интенсификации теплообмена до 3-х раз в условиях естественной циркуляции при низких температурных напорах до 5 К и давлениях до 0.2 атм. Результаты подобных исследований в ближайшее время найдут применение и для приложений с использованием пленочных течений.
Расчет так называемого идеального коэффициента теплоотдачи является одной из наиболее сложных задач при кипении бинарных смесей, поскольку идеальный коэффициент теплоотдачи не является линейной функцией свойств смеси, которые в свою очередь сложным образом изменяются при изменении состава. В различных источниках для расчета теплоотдачи при кипении смесей, как правило, приводятся эмпирические и полуэмпирические зависимости или интерполяции [Thome, 1983; Ohta, Fujita, 1994; Koster et al, 1996 и др.].
На основе приближенной теории теплообмена при пузырьковом кипении чистых жидкостей, представленной в [Ягов, 1988], в последующей работе [Yagov, 1998] автор предлагает методику расчета коэффициента теплоотдачи для случая кипения бинарных смесей. Учет снижения коэффициента теплоотдачи при кипении смеси основан на предположении, что уменьшение доли легкокипящего компонента смеси в слое вблизи стенки пропорционально кубическому корню из величины локального объемного паросодержания. Действенность предложенной методики расчета была подтверждена сравнением с экспериментальными данными, полученными для случаев кипения трех различных смесей в широких диапазонах изменения состава, теплового потока и давлений. Для расчета по предложенной методике необходимо знать свойства смеси (включая данные в условиях фазового равновесия), но нет нужды в каких-либо эмпирических данных по теплообмену при кипении чистых компонентов смеси.
Методика проведения опытов и оценка погрешностей измерений
При течении пленки бинарной смеси по тепловыделяющей поверхности на выходе обогреваемого участка изменяется не только общий расход жидкости в пленке, но и состав смеси (в результате неравномерного испарения компонентов).
На рис. 3.14, 3.15 представлены результаты измерения концентрации легкокипящего компонента R114 бинарной смеси хладонов на входе и выходе структурированных тепловыделяющих поверхностей в зависимости от времени в установившихся режимах теплоотдачи при пошаговом изменении тепловой нагрузки. Из рисунков 3.14, 3.15 видно, что изменение концентрации на обоих типах поверхностей имеет схожий характер: мольная доля легкокипящего компонента при максимальных тепловых нагрузках уменьшается на (3-4)% от первоначальной (или на 15-20% по абсолютной величине). q, Вт/см
Зависимость концентрации R114 от времени при пошаговом изменении тепловой нагрузки (ромбовидная структура): 1 - Сх на подаче жидкости; 2 - Сх на выходе из рабочего участка. Здесь нагрузка пошагово увеличивается от 0 до 4.5 Вт/см , затем также уменьшается до нуля. Rem = 412, =1.9 бар. График изменения относительного расхода в пленке на выходе рабочего участка ( 2ВЬІХ/ 2вх)Полн и количества легкокипящего компонента в жидкой фазе 14 в зависимости от теплового потока и числа Рейнольдса приведен на рис. 3.16. Эти данные получены на основе измерений расхода жидкости на входе в рабочий участок и состава смеси до и после рабочего участка. Расход жидкости на выходе рабочего участка рассчитан при условии, что все подведенное тепло расходуется на испарение жидкости. Количество летучего компонента в смеси на выходе из рабочего участка уменьшается быстрее, чем общий расход жидкости в пленке. Изменение концентрации летучего компонента в бинарной смеси приводит к изменению физических свойств, в том числе к изменению коэффициента поверхностного натяжения, рис. 3.17.
Если при уменьшении концентрации летучего компонента поверхностное натяжение увеличивается, то такая смесь считается «положительной». При испарении «положительной» смеси поверхность пленки стабилизируется [Lozano Aviles, 2007]. Используемая в экспериментах смесь хладонов R21/R114 является «положительной» (см. рис. 3.17). При наблюдаемом в экспериментах уменьшении концентрации летучего компонента (рис. 3.14, 3.15) в интенсивно испаряющейся пленке жидкости соответствующее увеличение коэффициента поверхностного натяжения для данной смеси может достигать (1-2)%. Поскольку испарение пленки происходит в первую очередь в зоне остаточного слоя, то концентрация легкокипящего компонента наиболее быстро уменьшается во впадинах между гребнями крупных волн. Увеличение поверхностного натяжения на участках с меньшей толщиной пленки приводит к возникновению градиента поверхностного натяжения на свободной поверхности пленки и появлению тангенциальной силы, направленной для рассматриваемой в данной работе смеси хладонов от гребней к остаточному слою, что может приводить к уменьшению относительной амплитуды волн. Однако, как показывают опытные данные, максимально возможное изменение температуры в исследованном в данной работе диапазоне изменения концентрации составляет около 1 градуса (см. рис. 3.7), поэтому влияние термоконвекции будет, по-видимому, несущественным. Проделанная на основе модели, предложенной в [Lei et al., 2007] оценка скорости, обусловленной термоконцентрационным эффектом, дает величину 10" м/с, что на два порядка меньше средней скорости жидкости в остаточном слое ( 0.1 м/с). Таким образом, для случая испарения пленки смеси R21/R114 вклад термоконцентрационной конвекции оказывается слишком мал, чтобы оказывать заметное влияние на гидродинамику пленочного течения и коэффициент теплоотдачи.
Результаты обработки опытных данных по теплоотдаче в режиме испарения на гладкой и на структурированных поверхностях показаны на рис. 3.18-3.21. При расчете безразмерного коэффициента теплоотдачи Nu = a(v2 /g)1 3 /Я использовался осредненный по длине коэффициент теплоотдачи аср (см. п. 2.1.2). Число Рейнольдса рассчитано по среднему расходу жидкости в пленке между входом и выходом рабочего участка. Как уже говорилось, в режиме испарения коэффициенты теплоотдачи на гладкой и структурированных поверхностях практически не зависят от теплового потока. На рис. 3.18 приведены данные по теплоотдаче на гладкой трубе в диапазоне изменения плотности теплового потока q от 0.3 до 0.9 Вт/см . Эксперименты проведены при различных значениях начальной концентрации летучего компонента Сх\ 8.8, 12.2 и 16.6%, а также при течении чистого хладона R21 (общая концентрация примесей 0.3%). Заметного влияния состава бинарной смеси на теплоотдачу в исследованном диапазоне его изменения, включая Сх=0, для случая течения хладона R21, не наблюдается. При изменении числа Рейнольдса Rem в диапазоне (44-200) безразмерный коэффициент теплоотдачи на гладкой трубе уменьшается с увеличением расхода жидкости по такому же закону, который предсказывают известные корреляционные зависимости, полученные в экспериментах на воде и других вязких однокомпонентных жидкостях [Чжунь, Себан, 1971; Alhusseini et al, 1998], см. формулы (1.7,1.10). Абсолютные значения коэффициентов теплоотдачи в основном лежат на (15-25)% выше, чем рассчитанные по зависимости [Alhusseini et al, 1998]. В диапазоне изменения числа Рейнольдса Rem (300-520) влияние расхода жидкости на коэффициент теплоотдачи уменьшается, а затем наблюдается тенденция к увеличению коэффициентов теплоотдачи. Диапазон числа Рейнольдса 300 Rem 1600 в [Ishigai et al, 1972] определен как переходной режим к турбулентному течению. В турбулентном режиме течения коэффициенты теплоотдачи увеличиваются при увеличении числа Рейнольдса. В работе [Дорохов, Гогонин, 1989] экспериментально показано, что существует квазиавтомодельная область числа Рейнольдса 300 Rem 1600, в которой коэффициент теплоотдачи не зависит от этого параметра. Число Нуссельта в этом диапазоне числа Рейнольдса принимает минимальное значение, а затем при наступлении турбулентного режима начинает расти. Наблюдаемый характер изменения коэффициента теплоотдачи для гладкой поверхности в приведенном диапазоне изменения локального числа Рейнольдса в целом согласуется с данными представлениями (рис. 3.18).
На рисунке 3.18 также приведены результаты, полученные для теплоотдачи при испарении хладона R11 на длинных вертикальных трубах [Struve, 1969] и на пучке горизонтальных труб [Fujita, 1998]. В ламинарно-волновой области течения пленки локальные коэффициенты теплоотдачи при течении хладона R11 на вертикальной трубе обобщаются зависимостью #M = 0.7lRe 0282, показанной на рис. 3.18 линией 8. Данные по теплоотдаче при испарении хладона R11 на горизонтальных гладких трубах диаметром 25 мм, полученные [Fujita, 1998], показаны нарис. 3.18 линией 7.
Гидродинамика пленочного течения жидкого азота на гофрированной перфорированной поверхности с горизонтальной текстурой
Из литературных источников, посвященных изучению пленочного течения жидкости, также известно, что при Re = (20-400) волны на поверхности пленки возникают на расстояниях (30-100) мм от распределителя жидкости. У истока волны являются двумерными, но уже на расстоянии порядка нескольких длин волн регулярная структура разрушается, и образуются трехмерные нестационарные возмущения [Тананайко, Воронцов, 1988; Холпанов, Шкадов, 1990; Алексеенко и др., 1992]. В настоящей работе измерялись только волновые характеристики развитых трехмерных волн.
В рамках длинноволновой теории существуют два основных безразмерных параметра: Re и Ка. Бинарная смесь хладонов R21/R114, как и жидкий азот, имеет низкие значения кинематической вязкости, поверхностного натяжения и малые краевые углы смачивания (вплоть до 10 на металлических поверхностях), степень числа Капицы Ка для жидкого азота и бинарной смеси хладонов R21/R114 имеет близкие значения (10.1 и 9.47, соответственно). С учетом сказанного, далее в работе проводится сопоставление полученных экспериментальных данных по волновым характеристикам пленочного течения смеси хладонов с опытными данными для пленочного течения жидкого азота [Алексеенко и др, 1997; Pavlenko et al.,2002].
На рис. 4.1 приведена зависимость скорости крупных волн от числа Rem при течении смеси хладонов R21/R114 на гладкой и структурированных поверхностях (точки 1-3), сравнение с экспериментальными данными для пленочного течения азота на гладкой поверхности (точки 4, 5) и с расчетом для фазовой скорости волн по нелинейной теории (линия 7), см. [Холпанов и др., 1971, Холпанов, Шкадов, 1990].
Из представленных данных (рис. 4.1) следует, что значения скорости крупных волн для приведенных жидкостей близки друг к другу и вплоть до Rem 400 слабо зависят от наличия структуры поверхности. С превышением Rem 400 значения скорости для гладкой и ромбовидной поверхностей в зависимости от числа Rem ведут себя одинаково, в то время как значения скорости волн на поверхности с поперечным оребрением оказываются ниже и не зависят от степени орошения. Это, по-видимому, связано с упоминаемой генерацией крупными волнами вторичных волн меньшего масштаба. Наблюдаемое уменьшение скорости крупных волн согласуется с результатами экспериментальной работы [Zhao, Cerro, 1992] в которой показано, что при течении вязких пленок по периодическим структурированным поверхностям двумерной геометрии (рис. 1.3) средняя скорость волн меньше, чем соответствующая скорость, рассчитанная в рамках подхода Нуссельта, а средняя толщина пленки больше соответственно рассчитанной.
Расчетная зависимость Холпанова-Шкадова описывает данные по скоростям волн при пленочном течении смеси хладонов и азота только до Rem 200. В диапазоне изменения числа Rem (200-800) значения опытных данных для смеси хладонов и азота находятся существенно ниже расчетных. На рис. 4.1 также представлены данные по скорости вторичных волн (точки 6), распространяющихся вдоль горизонтальных каналов текстуры (для области малых чисел Re ), см. рис. 4.2а. Скорость вторичных волн в горизонтальных каналах сравнима по величине со скоростью крупных волн. Согласно наблюдениям, при прохождении крупных волн по оребренной поверхности часть жидкости растекается по горизонтальным каналам, формируя с увеличением расхода жидкости Rem 400 сложное волновое течение жидкости (рябь) с меньшим масштабом волн (рис. 4.26). Такое изменение характера волнового течения пленки, как было показано в гл. 3, приводит к увеличению коэффициента теплоотдачи на оребренной поверхности по сравнению с другими исследованными поверхностями.
При больших плотностях орошения вся лицевая поверхность для обоих типов пластин (с текстурой и без нее) оказывается смоченной. В зонах орошаемой поверхности, находящихся непосредственно под отверстиями, наблюдается безволновое течение пленки жидкости (рис. 4.5 а), в то время как на оставшейся площади существует развитый волновой режим течения с трехмерными волнами большой амплитуды. Жидкость из волновой области может перетекать по горизонтальным каналам в зоны под отверстиями. С увеличением плотности орошения области безволнового течения под отверстиями уменьшаются в размере (по длине и ширине). При больших расходах жидкости зона безволнового течения под отверстием малого диаметра (4 мм) практически исчезает (рис. 4.5 б).
Течение жидкого азота по лицевой (а, б) и обратной (в, г) сторонам пластины без горизонтальной текстуры. Rem= 860. Диаметр отверстия - 10 мм.
Для случая пластины без горизонтальной текстуры область под отверстиями периодически орошается каплями и струями, отделяющимися от верхней части отверстия (рис. 4.6). Для обоих типов пластин наблюдался интенсивный переток жидкости сквозь отверстия. Характер течения перетекающей жидкости на обратной стороне пластин существенно отличался для пластин с горизонтальной текстурой и без нее. Для пластины без текстуры ширина течения ограничена областью вблизи отверстия (рис. 4.6 в, г). Граница области смачивания является подвижной и может искривляться по причине нерегулярности перетока жидкости сквозь отверстие. Для пластины с текстурой область смачивания на обратной стороне пластины существенно шире и занимает почти весь участок поверхности по обеим сторонам от отверстия, начиная с верхней части отверстия. При этом область смачивания начинается несколько выше, чем верхняя часть отверстия (на два-три шага текстуры).
При меньших расходах жидкости (200 Rem 400) характер течения заметно отличается. На пластине с горизонтальной текстурой зона безволнового течения под отверстиями на лицевой стороне становится более протяженной (характерная длина зоны: 5-6 см). Для пластины без текстуры наблюдается широкая несмоченная область ниже крупного отверстия (D = 10 мм). Однако, эта область периодически орошается каплями, срывающимися с верхней дуги отверстия, в результате чего создается ситуация частичного нестационарного орошения указанной зоны. Для обоих типов пластин при данных расходах наблюдается интенсивный переток жидкости сквозь отверстия.
