Бесплатно скачать, заказать диплом, курсовую, диссертацию Динамика струи жидкости в условиян взрывного вскипания

У нас уже 21989 рефератов, курсовых и дипломных работ

Сделать закладку на сайт

Заказать диплом, курсовую, диссертацию

Быстрый переход к готовым работам

Мнение посетителей:

Книга жалоб
и предложений

Название	Динамика струи жидкости в условиян взрывного вскипания

Количество страниц	114

ВУЗ	МГИУ

Год сдачи	2010

Бесплатно Скачать	23252.doc

Содержание	Содержание Основные обозначения и сокращения... 4 1. ВВЕДЕНИЕ... 5 2. АНАЛИТИЧЕСКИЙ ОБЗОР... 11 2.1. Перегретое состояние жидкости. Область существования перегретой жидкости... 11 2.2. Условия равновесия и работа образования пузырька пара в жидкости... 13 2.3. Кинетика гомогенной нуклеации. Ударный режим вскипания... 15 2.4. Критическая точка. Термодинамическое подобие... 18 2.5. Расходы... 21 2.6. Реактивная сила... 31 2.7. Формы струй вскипающей жидкости... 39 2.8. Основные представления о фликкер-шуме. Примеры экспериментальных реализаций 1/f флуктуации в кипящих системах... 46 3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА ПО ИЗУЧЕНИЮ ИНТЕГРАЛЬНЫХ И ЛОКАЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК СВОБОДНОЙ СТРУИ ВСКИПАЮЩЕЙ ЖИДКОСТИ ПРИ ИСТЕЧЕНИИ В АТМОСФЕРУ... 55 3.1. Методика проведения эксперимента... 60 3.2. Градуировка датчика реактивной силы... 62 3.3. Исследования флуктуации... 62 3.4 Погрешность результатов измерений... 63 4. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИЗУЧЕНИЕ РЕАКТИВНОЙ ОТДАЧИ СТРУИ ВСКИПАЮЩЕЙ ЖИДКОСТИ В НЕРАВНОВЕСНОМ РЕЖИМЕ ИСТЕЧЕНИЯ... 66 5. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИЗУЧЕНИЕ ФОРМ СТРУИ ВСКИПАЮЩЕЙ ЖИДКОСТИ... 78 5.1. Формы струй вскипающей воды... 78 5.1.1. Результаты и обсуждение... 82 5.2. Опытысхладоном-11 ии-пентаном... 91 6. l/f-ФЛУКТУАЦИИ В СТРУЕ ВСКИПАЮЩЕЙ ЖИДКОСТИ ПРИ ВЫСОКИХ ПЕРЕГРЕВ АХ... 96 7. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ... 102 8. ЛИТЕРАТУРА... 104 ОСНОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ И СОКРАЩЕНИЯ Т - температура р - давление V — объем d - диаметр канала 1 - длина канала А - площадь J - скорость зародышеобразования v - удельный объем g - удельный массовый расход jc - массовая доля пара р - плотность со - скорость R — реактивная сила \х. - удельный химический потенциал s - энтропия /- частота колебаний S(f) - спектральная плотность <т- поверхностное натяжение г- радиус пузырька пара W - работа образования критического пузырька к - постоянная Больцмана л = р1 рс- приведенное давление т = Т/Тс - приведенная температура <р = VIVC - приведенный объем Верхние индексы - относится к жидкому состоянию вещества - относится к парообразному состоянию вещества - относится к области достижимых перегревов Нижние индексы О - относится к начальному состоянию вещества с - относится к состоянию вещества в критической точке s - относится к состоянию насыщения к - относится к критическому пузырьку ВВЕДЕНИЕ. В энергетике и химических производствах часто приходится иметь дело с большими массами жидкости, в которых накоплена значительная избыточная энергия (энтальпия). Аварийное разуплотнение емкостей с такими жидкостями может вызвать взрывообразное парообразование и, как следствие, преобразование энтальпии в разрушительную механическую энергию. При проектировании систем локализации такой аварии, оценке воздействия вытекающей среды на элементы конструкции необходимы знания о процессе выброса вскипающей жидкости. При разуплотнении емкости, содержащей высокоэнтальпийный жидкий теплоноситель, выброс происходит в сильноградиентных полях давления и температуры с большими скоростями и сопровождается фазовым переходом жидкость-пар в потоке. Соотношение между массами жидкости и пара в потоке меняется в широких пределах. Сложность теоретического описания такой системы обусловлена в первую очередь массообменом между сосуществующими фазами и степенью метастабильности (глубины захода в область перегретых состояний) жидкости в начальной стадии фазового перехода жидкость-пар. В реальных ситуациях поведение двухфазной парожидкостной системы, как правило, не укладывается в рамки классической равновесной термодинамики. Парообразование в потоке происходит с отклонением среды от фазового равновесия, начальная стадия накопления пара в потоке сопровождается заходом жидкости в область метастабильных (перегретых) состояний. Термодинамическая неравновесность вскипающих потоков обусловлена ограниченностью числа центров парообразования и конечностью скорости роста паровой фазы. Таким образом, вопрос массообмена предполагает рассмотрение двух взаимосвязанных вопросов: физики метастабильного состояния и кинетики образования центров парообразования. Плотность числа центров кипения, задающая скорость генерации паровой фазы, является величиной плохо поддающейся учету, она существенно нерегулярна и сильно зависит от давления и температуры. Поэтому полезно исследовать предельные случаи двухфазных течений: близкие к термодинамически равновесным и предельно неравновесные, для последних разработана и прошла достаточно полную проверку теория гомогенной нуклеации [1] для квазистационарных условий. Примером последнего является истечение жидкости из сосуда высокого давления в атмосферу через короткий канал. Пионерские результаты экспериментального изучения существенно неравновесного адиабатного стационарного потока н-пентана и w-гексана через канал с!=0,5мм опубликованы в работе [2]. При температуре Т(/Тс>0.9 обнаружено резкое снижение расхода жидкости. Установлено, что температура и эффективное давление в насадке (найденное по экспериментальным расходам), определяющее расход, соответствуют области взрывного вскипания жидкости. В работах [3,4] получены аналогичные результаты в опытах с водой для каналов диаметром несколько миллиметров. Наряду с поведением расходов вскипающей жидкости теоретический и практический интерес представляют реактивная отдача струи, эволюция форм струи в зависимости от степени перегрева и условий вскипания, а также установление взаимосвязи между этими характеристиками. Последующие исследования показали, что поведение свободной струи за пределами канала имеет особенности. В работах [5,6] предпринято исследование форм свободной струи вскипающей жидкости в зависимости от перегрева и обнаружен эффект полного развала струи при температуре То/Т<>О.9, т.е. струя растекается по внешним стенкам конструкции. Измерения реактивной тяги [7] показали наличие аномального отрицательного значения при тех же температурах. Использование предельных и критических тепловых нагрузок в элементах энергетического оборудования требует исследования не только средних значений теплофизических параметров процессов, но и хаотических флуктуационных отклонений от средних значений этих параметров. Существуют флуктуационные процессы, в которых возможны крупномасштабные выбросы, сравнимые со средними значениями параметров процесса. Для таких процессов спектральная мощность колебаний имеет обратно пропорциональную зависимость от частоты f (фликкер-шум). В [8] впервые обнаружены интенсивные тепловые флуктуации при смене режимов кипения жидкого азота на тепловом домене высокотемпературного сверхпроводника. Спектр мощности этих флуктуации изменялся обратно пропорционально частоте. Авторы предложили модель, согласно которой фликкер-шум в системе генерируется в результате взаимодействия неравновесных фазовых переходов в присутствии белого шума. В системах, с изменением спектральной мощности по закону 1/f, отсутствует характерный временной масштаб и в результате эволюции система оказывается в состоянии самоорганизованной критичности [9]. Проблема фликкер-шума имеет фундаментальное значение, поэтому актуален поиск новых систем, в которых возможны флуктуации с l/f-шумом и построение новых моделей этого явления. Цель работы. Изучение влияния взрывного вскипания на реактивную отдачу и форму струи жидкости в термодинамически сильно неравновесном режиме истечения вскипающей жидкости. Изучение спектральных характеристик флуктуационных процессов в струе сильно перегретой жидкости для выяснения возможностей возникновения фликкерных флуктуации. Научная новизна. Экспериментально показана возможность полного развала струи перегретой жидкости в условиях взрывного вскипания для хладона - 11 и воды. Определены геометрические условия, необходимые для полного развала струи, при взрывном вскипании в опытах по истечению перегретого хладона - 11 и воды через короткий канал в атмосферу. Установлена связь скачкообразного (кризисного) изменения реактивной силы с полным развалом струи в опытах по истечению сильно перегретой жидкости. Найдены высокоинтенсивные низкочастотные макроскопические флуктуации с 1/f спектром (фликкер-шум) в струе перегретого хладона - 11 при взрывообразном парообразовании. Показана связь фликкерных флуктуации с неравновесными фазовыми переходами, протекающими в струе сильно перегретой жидкости. Практическая ценность результатов. В работе предложен способ пересчета реактивных усилий с одного вещества на другие в термодинамически сильно неравновесном режиме истечения. Результаты экспериментального исследования интегральных характеристик потока при фазовой неравновесности могут быть полезными для развития теории фазовых переходов вдали от состояния равновесия. Изучение фликкер-шума, экспериментально обнаруженного в исследованных процессах, представляет интерес для развития теории флуктуационных явлений. Результаты исследований и выявленные зависимости во флуктуационных процессах актуальны для анализа энергонапряженных процессов. Фликкер-шум, присутствующий в системе, указывает на возможность крупномасштабных выбросов. Для систем с развитой флуктуационной природой необходимо проводить спектральную диагностику. Автор защищает: результаты опытов по изучению зависимостей реактивных усилий вскипающей жидкости и формы струи от начальных параметров (температура, давление) и геометрических условий за выходом из канала, при истечении через короткий канал в атмосферу; методику пересчета реактивных усилий с одного вещества на другие с использованием методов термодинамического подобия; эффект резкого снижения величины реактивной силы, обусловленный полным развалом струи при ударном режиме вскипания перегретой жидкости; результаты экспериментального обнаружения пульсаций плотности и давления в струе перегретой жидкости с 1/f спектром. Апробация работы. Основные результаты работы были доложены на следующих российских и международных конференциях,симпозиумах, совещаниях и т.д.: II Минский международный форум по тепломассообмену, Минск, 1992 г; Waves In Two-Phase Flows Euromech Colloquium 376, Istanbul, Turkey, 1998; 8-й Всероссийский съезд по теоретической и прикладной механике, Пермь, 2001 г.; 3-я Российская Национальная Конференция по Тепломассообмену, Москва, 2002 г. 2. АНАЛИТИЧЕСКИЙ ОБЗОР 2.1. Перегретое состояние жидкости. Область существования перегретой жидкости. Как следует из многочисленных экспериментов, участие метастабильной фазы в реальном фазовом переходе первого рода является общим правилом при всех фазовых превращениях в однородных системах [1]. В быстропротекающих процессах наблюдается глубокое внедрение в метастабильную область веществ, не подвергавшихся специальной очистке. Термодинамическое равновесие ' между достаточно протяженными сосуществующими фазами, когда поверхностной энергией системы можно пренебречь, обеспечивается при достижении равенства температур Т, давлений р и химических потенциалов ц фаз: f=f,p'=p", м(р,Т)=м"(Р,Т), где один штрих соответствует жидкому состоянию, два штриха — газообразному. Последнее равенство определяет линию равновесия (бинодаль) на фазовой диаграмме в координатах Т- р. Бинодаль на фазовой диаграмме разделяет области абсолютно устойчивых состояний фаз. При пересечении жидкостью, находившейся в стабильном состоянии, линии фазового равновесия без фазового превращения происходит ее переход в метастабильное (перегретое в нашем случае) состояние. Такой переход в общем случае связан с изменением температуры и давления. Для произвольных температуры и давления сравнительная устойчивость фаз определяется относительной величиной ц и \i : более устойчивой фазе соответствует меньшее значение химического потенциала. Метастабильная фаза устойчива по отношению к непрерывным изменениям однородного состояния, но неустойчива к изменениям, приводящим к образованию в системе некоторой критической массы конкурирующей фазы. Условием устойчивости однородной массы является выполнение неравенства \| — 1 < 0, I — 1 > 0, где v- удельный объем, S- удельная энтропия. Граница термодинамической устойчивости однородной системы называется спинодалью. Она определяется из условия I — = 0 и при использовании уравнения состояния. Спинодаль состоит из жидкостной и газовой ветвей. Область, заключенная между линией фазового равновесия и спинодалью, является областью термодинамически разрешенных состояний фазы в перегретом состоянии. Многочисленные эксперименты по перегреву жидкости и сбросу давления в ней подтверждают как существование этой области состояний, так и реальную их достижимость. Бинодаль и спинодаль имеют одну общую точку С, которая является их вершиной и называется критической термодинамической точкой. В точке С прекращается фазовое равновесие и наступает тождественность фаз. 2.2. Условия равновесия и работа образования пузырька пара в жидкости. Жидкость из метастабильного состояния с течением времени переходит в устойчивое стабильное состояние за счет превращения всей массы или ее части в пар. Будем рассматривать вскипание как начальную стадию фазового перехода жидкость-пар, связанную с возникновением и ростом паровых пузырьков в перегретой жидкости. Начало перехода обусловлено возникновением в однородной жидкой фазе зародышей (пузырьков) пара. Возникший в метастабильной жидкости зародыш новой фазы должен иметь некоторый минимальный критический размер гк, чтобы стать центром парообразования. Пузырьки критического размера находятся в состоянии неустойчивого равновесия с метастабильной фазой. При случайном уменьшении размеров пузырька давление на него со стороны жидкости растет (добавка 2сг/г), давление в пузырьке становится недостаточным для противостояния внешнему давлению и сжимающей силе поверхностного натяжения а и пузырек исчезает. При случайном увеличении пузырька происходит его дальнейший рост. Для сферического пузырька условия механического и вещественного равновесия имеют вид [1]: рп = р'+—; »\р\т) = мхр\т). Гк Как видно из формулы, в изотермических условиях паровой пузырек, находится в равновесии с жидкостью, если давление в нем на величину 2<т/гк больше, чем давление в жидкости. При г->«> давления по обе стороны поверхности раздела совпадают. Если г-»0, то р"-+<х>, т.е. процесс самозарождения пузырька «неразрешен» при отсутствии центров парообразования. Центрами парообразования могут быть шероховатости поверхности, растворенный газ, взвешенные частицы (гетерогенные центры), флуктуационные микрообразования (гомогенные центры). Для появления пузырька пара радиусом гк в метастабильной жидкости система должна совершить работу Wk[Y\: „. \6л сг3 Ami Wk = —---------------- =—$-(т. 3 (P'-Pf 3 Разность давлений р'-р' можно с хорошей точностью представить в виде (p"-p') = {Ps-p'){\-v'Iv') [10]. 2.3. Кинетика гомогенной нуклеации. Ударный режим вскипания. Кипение, как процесс релаксации жидкости в равновесное состояние состоит из рождения, роста, движения и взаимодействия пузырьков пара в объеме материнской фазы. Флуктуационное рождение пузырьков происходит при совершении работы по преодолению некоторого энергетического порога, на образование критического зародыша. Вблизи линии фазового перехода уровень флуктуации мал, а энергетический барьер велик. В этом случае образование зародышей происходит на так называемых «слабых местах», какими являются микроуглубления поверхности, взвешенные частицы, растворенный в жидкости газ. Зародышеобразование в этом случае называется гетерогенным и требует преодоления меньшего энергетического барьера. Число гетерогенных центров [11-14] сложным образом зависит от плохо контролируемых факторов: распределения микроуглублений по поверхности, их геометрии и степени очистки жидкости и не поддается аналитическому расчету. Опытным путем и теоретически показано, что при удалении от бинодали, т.е. с ростом перегрева жидкости, она за более короткий срок и под влиянием меньшего внешнего воздействия теряет устойчивость и переходит в новое стабильное состояние. Достичь предельных перегревов можно лишь при отсутствии в жидкости готовых центров парообразования, когда жидкость будет вскипать только на пузырьках пара, образующихся флуктуационно. Для образования таких пузырьков нужно время, которое уменьшается с ростом перегрева. Величина достижимого перегрева характеризуется флуктуационной частотой образования жизнеспособных (критических) зародышей паровой фазы в единице объема жидкости за единицу времени J, m'V1 J = NBexp(-G), где N - число молекул в единице объема материнской фазы, N «1028м"3 для конденсированных состояний;В- среднее число некомпенсированных переходов в критический зародыш в единицу времени, 5» 1010-т-10пс1 для перегретой жидкости; G = W/ кТ, число Гиббса, W = Расчет частоты J предполагает гомогенное зародышеобразование, когда числом зародышей новой фазы на гетерогенных центрах можно пренебречь, по сравнению с числом гомогенных центров. Такой режим кипения называется ударным (взрывным). В органических и криогенных жидкостях легко избавиться от гетерогенных центров, но вода на практике проявляет высокую частоту гетерогенного зародышеобразования. Из опытов следует: 1) для большинства случаев такая ситуация (взрывное вскипание) наступает при общей частоте зародышеобразования У>10 м" с", 2) при дополнительном перегреве на 1К У возрастает на несколько порядков. Поэтому за величину максимально достижимого перегрева принимают перегрев, соответствующий J, равной 108...10iom"3c"'. Для оценочных расчетов частоты флуктуационного зародышеобразования рекомендуется формула [15]: Теплофизические свойства берутся при заданных значениях р'иТ. Поскольку флуктуационное появление зародыша является случайным событием, то определенный физический смысл имеет среднее время <г) ожидания появления зародыша <т> = (JV)~l. Переход от метастабильного состояния в стабильное состояние начинается с появления зародышей и занимает некоторое время тр. В случае сильно перегретой жидкости рост паровой фазы идет взрывообразно (ударный режим вскипания). Значительная часть тепла для фазового перехода запасена в самой перегретой жидкости. Кинетика вскипания в ударном режиме существенно определяется кинетикой гомогенной нуклеации. При нестатических процессах с быстрым вводом тепла в систему или при резком сбросе внешнего давления наблюдается глубокое внедрение в метастабильную область, несмотря на действие гетерогенных центров и может сработать механизм гомогенного зародышеобразования. Для этого необходимо обеспечить соответствующую скорость изменения состояния системы. В случае изобарического нагрева на тонкой проволочке условие ударного режима имеет вид [16-21]: Здесь Ts- температура насыщения, Т* - температура предельного перегрева, соответствующая определенной J-const, T - скорость разогрева поверхности проволочки, (W) - усредненная функция теплофизических параметров и перегрева жидкости в законе роста парового пузырька на температурном интервале (7^,7^), Q. - эффективное число гетерогенных центров в единице объема жидкости, ОС - степень у времени в законе роста нахождения жидкости в пределах канала; со - скорость движения жидкости на входе в канал; р'- плотность жидкости; рпр - давление среды, в которую происходит истечение; p. (T, J=const) — давление интенсивного флуктуационногозародышеобразования. Если в пределах канала перегретая жидкость находится в течение времени /,=10"5с, то условие ударного режима вскипания (2.3.2) выполняется даже при Q-1012 м"3 [23], а в работе [24] утверждается, что при скорости снижения в воде спинодальным. >105МПа/с достигаются перегревы, близкие к

Список литературы

Цена, в рублях: (при оплате в другой валюте, пересчет по курсу центрального банка на день оплаты)	1425

Скачать бесплатно	23252.doc

Найти готовую работу

ЗАКАЗАТЬ

Обратная связь:

Связаться

Вход для партнеров

Регистрация

Восстановить доступ

Материал для курсовых и дипломных работ

03.11.24 Лексикографический анализ единиц поля

03.11.24 Из истории слова гость и его производных

03.11.24 Семантическое поле гость в русском языке

Архив материала для курсовых и дипломных работ

Ссылки:

Счетчики:

© 2006-2024. Все права защищены.
Выполнение уникальных качественных работ - от эссе и реферата до диссертации. Заказ готовых, сдававшихся ранее работ.