ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Закономерности отрыва паровых пузырей от твердой поверхности из "Механика двухфазных систем " Размер пузырька в момент отрыва от твердой поверхности — важный параметр для понимания механизма кипения. На сегодня накоплена обширная опытная информация о предотрывных диаметрах паровых пузырьков при кипении различных жидкостей. (Часть этой информации получена в тех экспериментальных исследованиях динамики паровых пузырьков, результаты которых отражены на рис. 6.12.) Но, несмотря на это, а также на кажущуюся простоту объекта исследования (индивидуальный паровой пузырек, растущий на твердой обогреваемой стенке), в теоретическом плане проблема отрыва пузырька весьма сложна и, к сожалению, изрядно запутана. [c.271] При построении приближенных моделей необходимо учитывать несколько важных особенностей анализируемой задачи. Прежде всего паровой пузырек на стенке, несмотря на внешнее сходство, вовсе не аналогичен воздушному шару, привязанному за нитку ко дну сосуда с водой (хотя такая аналогия и кажется естественной). По существу у пузырька нет каких-либо механических связей с твердой стенкой, кроме поверхностного натяжения на линии контакта трех фаз. Ясно, что роль поверхностного натяжения совершенно ничтожна в случае крупных пузырьков, характерных для низких приведенных давлений (больше числа Якоба). Кроме того, поверхность пузырька легко изменяет свою форму локальный импульс давления (например, за счет турбулентных пульсаций), воздействующий на участок поверхности пузырька, не передается центру масс пузырька, но может изменить его форму. В экспериментах наблюдали как расположенный в жидкости вблизи стенки термометрический проволочный зонд свободно входит в паровой пузырек, не влияя на его эволюцию (фактически пузырек растет, не замечая малого в сравнении с его размером твердого препятствия). Ясно, что в случае с воздушным шариком ситуация совершенно иная. [c.273] При очень медленном увеличении объема парового пузырька (Ja 1) форма его поверхности в любой стадии роста определяется уравнением гидростатического равновесия (2.9). По классификации, введенной нами в гл. 2, задача о паровом пузырьке на твердой поверхности относится к задачам типа II (отрицательные перегрузки). Это означает, что существует некоторый предельный объем парового пузырька, при котором граница раздела теряет устойчивость, пузырь отрывается от стенки. [c.274] Вторая из упомянутых выше задач определяет предотрывный объем газового пузыря в жидкости на срезе капилляра. Есть веские основания считать, что именно эта задача гидростатики наилучшим образом может моделировать условия отрыва медленно растущих паровых пузырьков при кипении. [c.275] Аналогом капилляра в данном случае служит устье поверхностной впадины, т.е. в формуле (6.47) соответствует характерному размеру шероховатости твердой стенки. При = 1—10 мкм соотношение (6.47) дает для воды при высоких давлениях Dq 0,3—0,6 мм, что удовлетворительно согласуется с опытными данными, полученными на поверхностях нагрева, имеющих характерные размеры микронеровностей порядка единиц микрометров. [c.275] Такое использование формулы (6.47) было обосновано в конце 60-х годов (см. [18]). Позднее были выполнены эксперименты, в которых изучался отрыв паровых пузырьков при кипении воды и этанола на искусственных впадинах с точно измеренным размером [68]. Оказалось, что при давлении 0,2—3,7 МПа формула (6.47) с очень высокой точностью согласуется с опытными данными для этанола и вполне удовлетворительно — для воды. [c.275] В области низких давлений это совершенно естественно, ибо подход с позиций гидростатики в принципе не пригоден к анализу условий отрыва быстро растущих паровых пузырей. Об этом можно было и не говорить, если бы не появлялись публикации, в которых формула (6.46) по-прежнему именуется формулой Фритца для отрывного диаметра парового пузырька при кипении , и при этом даже не оговаривается диапазон применимости этой формулы. [c.276] Как показано ранее (см. 6.1, 6.3), при быстром расширении сферической паровой полости давление в ней, а значит, и давление на границе пузыря со стороны жидкости заметно превосходит давление Роо вдали от межфазной границы. При кипении на горизонтальной твердой стенке расширение парового пузырька не обладает сферической симметрией, пузырек, особенно в начальный период роста, отталкивает жидкость от стенки. В результате жидкость как бы прижимает пузырь к обогреваемой поверхности. В целом прослеживается тенденция чем больше скорость роста пузырька, тем дольше он удерживается у стенки и тем больших размеров достигает перед отрывом. [c.277] Естественно все сказанное выше о равенстве давления пара в пузырьке и давления жидкости во всех точках его поверхности остается в силе (с точностью до ничтожного для рассматриваемых крупных пузырей лапласовского скачка давлений). Однако само это давление превышает гидростатическое давление жидкости на той же глубине, но вдали от растушего пузырька. Так как скорость роста парового пузырька на стенке, определяемая для различных диапазонов числа Якоба формулами (6.41) или (6.44), уменьшается во времени, то уменьшается и избыточное давление в жидкости, вызываемое расширением пузырька можно ожидать, что пузырек начнет отходить от стенки, когда скорость его роста сравняется с установившейся скоростью всплытия пузыря в спокойной жидкости, Uao- Действительно, при стационарном всплытии крупных пузырей давление жидкости на поверхности пузыря одинаково (см. п. 5.6.3), причем в лобовой точке оно выше, чем на той же глубине далеко в стороне от всплывающего пузыря. Если скорость роста парового пузыря на стенке снижается до, то достигаются те же условия, какие существуют при стационарном всплытии пузыря, когда его форма и скорость всплытия не зависят от глубины (если, конечно, давление столба жидкости много меньше давления над уровнем жидкости). [c.277] Приведенные рассуждения справедливы только для крупных пузырьков (зона 5 на рис. 5.6), так как только здесь ничтожны эффекты поверхностного натяжения. В достаточно широкой по диапазону размеров пузырей зоне 4 поверхностное натяжение сильно влияет на форму и характер всплытия пузыря, причем, как говорилось в п. 5.4.2, процесс всплыгия в строгом смысле слова здесь не является стационарным, так как форма пузыря и скорость подъемного движения претерпевают пульсации. Следовательно, условие (6.48) относится к случаю, когда величина Uao определяется формулой (5.39), а закон роста — формулой (6.44). [c.278] Следует отметить, что инерционные силы в жидкости, приводимой в движение растущим пузырем, оказываются существенными для условий отрыва парового пузырька даже при относительно небольших числах Якоба (Ja = 3—30). Благодаря их влиянию можно объяснить, в частности, почему паровой пузырек отрывается от поверхности нагрева в условиях микрогравитации, когда актуальное ускорение массовых сил составляет (10 —10 ) g (практически в невесомости) или в земных условиях в направлении, противоположном силе тяжести, вниз от поверхности цилиндрического нагревания. Для такого объяснения используем модель сферического пузырька. С учетом сказанного в п. 6.5.1 априорное задание формы газовой полости делает анализ приближенным. Однако постулирование не изменяемой во времени формы пузыря позволяет использовать достаточно простые методы механики твердого тела, в частности понятие силы, приложенной к центру масс. Степень приближенности такого подхода зависит от того, насколько принимаемая в модели форма близка к наблюдаемой в опытах. Это отступление от требований строгого анализа никоим образом не распространяется на принцип Даламбера баланс сил, приложенных к пузырьку заданной формы, остается справедливым в любой момент времени и не может использоваться как условие отрыва. [c.279] Заметим, что этот результат может быть получен и более строго, путем нахождения поля потенциала скорости в жидкости, окружающей расширяющуюся по закону (6.52) сферическую полость, на поверхности которой выполняется условие = idem. [c.282] Таким образом, высота центра растущего в объеме жидкости парового пузырька (окруженного оболочкой, обеспечивающей его сферичность) увеличивается во времени по квадратичному закону, что отражено на рис. 6.14, а. [c.282] Если для сопоставления формулы (6.56) с результатами экспериментов использовать значения п, определяемые по опытным кривым роста пузырьков, то, как следует из рис. 6.15, указанная формула хорошо согласуется с опытными данными. На рис. 6.15 приведены результаты большого числа экспериментальных работ, в которых исследовалось кипение различных жидкостей (вода, этанол, метанол, толуол, ацетон, четыреххлористый углерод, калий) при давлениях, не выше атмосферного. Как видно из рисунка, подавляющее большинство опытных точек лежит в полосе 40 % от расчетной кривой, хотя следует отметить, что над кривой оказалось заметно больше точек, чем под кривой. Однако с учетом фактического отличия формы пузырька от модельной (согласно рис. 6.14, 5) согласование расчетной кривой и опытных данных следует считать удивительно хорошим. [c.282] Видимо, это и наблюдали в экспериментах на космической станции в условиях практической невесомости [53], когда отсутствуют привычные в земных условиях массовые силы, обеспечивающие всплытие пузырька в жидкости. Интересно, что оторвавшиеся пузырьки в этих экспериментах в случае насыщенной жидкости останавливались на некотором расстоянии от обогреваемой стенки, где образовывались большие скопления пара. [c.284] Необходимо подчеркнуть, что описанные явления имеют пока лишь качественное объяснение, поскольку надежно описать трехмерную картину течения и теплообмена в окрестности тонкопроволочного нагревателя в настоящее время вряд ли возможно и численными методами. [c.285] На образцах из нержавеющей стали скорость роста оказалась ниже, а отрывной диаметр — меньше. [c.285] Вернуться к основной статье