Теплообмен в испарителях и методы интенсификации

Теплообмен в испарителях морской воды на судне представляет собой ключевой процесс для обеспечения безопасности пресной воды в открытом море. В этом процессе соленая морская вода подвергается нагреву, испаряется, затем конденсируется в пресную воду, превращается в судно чистой воды. Эффективность теплообмена, а также контроль за образованием накипи и коррозией играют важную роль в надежной работе таких систем.

СодержаниеСвернуть

Теплоотдача при кипении морской воды
Некоторые методы интенсификации конвективного теплообмена в испарителях морской воды

Испарители на судне являются одним из видов теплообменников и обеспечивают эффективный теплообмен между теплоносителем, который нужно охладить или нагреть, и окружающей средой.

Теплоотдача при кипении морской воды

В судовых испарителях морской воды в качестве греющей среды используются:

конденсирующийся пар из промежуточных отборов главной турбинной установки или отработавший пар вспомогательных механизмов;
пресная охлаждающая вода главных и вспомогательных двигателей внутреннего сгорания, газо-турбокомпрессоров, масляных холодильников;
отработавшие газы главных и вспомогательных двигателей внутреннего сгорания.

При этом условия теплообмена и его интенсивность различны. Механизм процесса кипения (внешняя задача) и теория этого вопроса достаточно полно разработаны в трудах М. А. Стыриковича, С. С. Кутателадзе, В. И. Толубинского, Г. Н. Кружилина, А. А. Гухмана, М. А. Кичигина, Н. Ю. Тобилевича и других. Из этих работ следует, что значительная интенсификация теплообменного процесса при ядерном кипении определяется не только турбулизацией граничного слоя, но и большим тепловым потоком от кипящей жидкости внутрь паровых пузырьков. Всплывающие паровые пузырьки, увлекая за собой перегретые частицы жидкости из граничного слоя, значительно увеличивают массообмен в объеме кипящей жидкости, что в свою очередь также способствует интенсификации теплоотдачи при кипении.

Менее изученным остается механизм кипения для условий внутренней задачи (кипение в трубках, каналах, насадках и т. д.).

Особый интерес представляет механизм кипения в трубках. Большое значение имеет положение трубки (вертикальное, наклонное или горизонтальное). Основное влияние на режим течения пароводяной смеси в вертикальных трубках оказывает ее средняя скорость и доля пара в смеси. Значительно влияет также давление, с ростом которого увеличивается плотность пара, уменьшается поверхностное натяжение и диаметр пузырьков. При малой скорости пароводяной смеси и малом паросодержании паровые пузырьки сравнительно малы и более равномерно распределены по всему сечению вертикальной трубки. Такой режим течения пароводяной смеси называют эмульсионным. При увеличении паросодержания потока мелкие пузырьки соединяются и образуют более крупные, занимающие всю среднюю часть сечения трубки. Такой режим течения пароводяной смеси называют снарядным. Если паросодержание увеличивается настолько, что отдельные «снаряды» сливаются, образуя сплошной столб пара (стержень), окруженный водяным кольцом, то такой режим называют стержневым.

Исследования процесса кипения в вертикальных трубках диаметром 16×1 и длиной 600 мм проведены на тепловой модели глубоковакуумного вертикально-трубного испарителя. Визуальные наблюдения и скоростная киносъемка (400 кадров в секунду), проводившиеся через иллюминаторы экспериментальной установки (рис. 1), показали цикличность процесса кипения в трубках греющей батареи, пульсирующий (колебательный) характер движения в них пароводяной смеси и распределение зон кипения в зависимости от рабочего вакуума и высоты кажущегося уровня.

Цикличность кипения жидкости в трубках батареи ОУ — Рис. 1 Цикличность вскипания рассола морской воды в трубках греющей батареи вертикально-трубной опреснительной установки

При высоте кажущегося уровня (по водоуказательному стеклу) 400 мм и вакууме 91 % в нижней части трубки, примерно на расстоянии 1/3 ее высоты, четко обозначается граница экономайзерного участка. В верхней части этого участка начинается зарождение паровых пузырьков, причем значительная их часть, выходя из перегретого граничного слоя в поток, конденсируется. Выше экономайзерного участка вдоль трубки наблюдается зона устойчивого кипения с ярко выраженным колебательным движением потока, периодическими пульсациями уровня и выбросами пароводяной смеси в паровую камеру.

Установлено, что частота и интенсивность происходящих в трубках периодических вскипаний увеличиваются с повышением рабочего вакуума.

Колебательное движение потока, как и цикличный характер вскипаний в трубках греющей батареи, вызывается крупными скоплениями паровых пузырьков, раскачивающих поток и частично проходящих через него. Поток непрерывно разрушается, восстанавливается и вновь разрушается на отдельных своих участках. При накоплении в каком-то участке потока достаточно большого «парового заряда» последний преодолевает гравитационные силы жидкости и выносит ее в паровое пространство камеры испарения. Перегрев жидкости при ее колебательных движениях вдоль поверхности теплообмена в период между очередными всплесками приводит к испарению жидкости в трубке и на поверхности струй и капель, выносимых в камеру испарения при очередном всплеске (рис. 2).

Процессы в перегретой морской воде — Рис. 2 Вскипание рассола морской воды на поверхности струй и капель, выносимых при всплеске в камеру испарения глубоковакуумной опреснительной установки

Об этом свидетельствует интенсивное уменьшение в камере испарения некоторых капель и струй, зафиксированное при скоростной киносъемке. На рис. 3 и 4 с интервалом в 0,05 сек показана капля перегретой жидкости, вынесенная всплеском в камеру испарения и разрушаемая образующимся внутри паром.

Вид капли перегретой жидкости — Рис. 3 Капля перегретой морской воды в камере испарения

В крутонаклонных трубках пузырьки пара частично скапливаются у верхней образующей трубки. В слабонаклонных или горизонтальных трубках это скопление пузырьков пара у верхней образующей трубки увеличивается, особенно при малых скоростях циркуляции.

Вид капли перегретой жидкости через 0,05 ceк — Рис. 4 Капля перегретой морской воды в камере испарения через 0,05 ceк

Характерная особенность течения пароводяной смеси в горизонтальных трубках – неравномерное распределение пара и жидкости по сечению трубки. При малых скоростях потока такое распределение воды и пара приводит к разделению обеих фаз и вызывает так называемое расслоение или лотковое движение. При кипении жидкости внутри и на поверхности трубок исходные дифференциальные уравнения, описывающие теплоотдачу, могут быть представлены следующей системой:

1 Уравнение распределения тепла в жидкости

a \nabla^{2} t - \frac{\partial t}{\partial τ} + (\vec{w}, g r a d t) . Ф о р м . 1

2 Уравнения движения и сплошности жидкости и ее паровой фазы

\vec{g ρ} - g r a d p + μ \nabla^{2} \vec{w} = ρ [\frac{\partial w}{\partial τ} + (w, g r a d \vec{w})] Ф о р м . 2

d i v \vec{w} = 0;

\vec{g ρ^{''}} - g r a d p^{''} + μ^{''} \nabla^{2} w^{''} = ρ^{''} [\frac{\partial w^{''}}{\partial τ} + (w^{''}, g r a d \vec{w^{''}})] Ф о р м . 3

d i v \vec{w^{''}} = 0 .

3 Уравнение механического взаимодействия фаз:

а) условие равенства нормального давления с обеих сторон поверхности раздела фаз с учетом влияния поверхностного натяжения

p_{г р}^{''} = p_{г р} + σ (\frac{1}{r_{1}} + \frac{1}{r_{2}}), Ф о р м . 4

где:

r₁ и r₂ – главные радиусы кривизны поверхности раздела фаз в данной точке;

б) условие касательных напряжений и пульсаций скорости на границе раздела фаз

(μ^{”} \frac{\partial w^{”}}{\partial y} - ρ v_{i}^{”} v_{к}^{”}) = {(μ \frac{\partial w}{\partial y} - ρ v_{i} v_{к})}_{г р} . Ф о р м . 5

4 Уравнение температурных полей на границе взаимодействующих фаз

- λ {(\frac{\partial t}{\partial y})}_{г р} = r γ^{”} w_{п}^{”} . Ф о р м . 6

5 Уравнение изменения температуры насыщения в связи с кривизной поверхности, ограничивающей паровую фазу,

t_{г р}^{''} = t^{”} + \frac{A T (γ - γ^{”})}{r γ γ^{”}} [\frac{2 τ}{r (1 - \frac{γ^{”}}{γ^{'}})} - \frac{λ}{ξ r} {(\frac{\partial t}{\partial y})}_{г р} \sqrt{\frac{2 π B T^{”}}{g M}}] . Ф о р м . 7

6 Условие равновесности распределения центров парообразования (в случае равномерно обработанной поверхности)

(\frac{δ_{1}}{l}; \frac{δ_{2}}{l}; \frac{δ_{3}}{l}; . . .; n_{1}; n_{2}; n_{3}; . . .), Ф о р м . 8

где:

δ_i – определяющий размер элемента шероховатости на поверхности;
n_i – относительное количество бугорков данного размера на поверхности нагрева.

7 Уравнение степени дисперсности паровой фазы (в сходственных пространственно-временных точках процесса)

R_{0} \sqrt{\frac{γ - γ^{”}}{σ}} = ψ [θ; \frac{σ}{(γ - γ^{”}) l^{2}}; \frac{w^{2}}{g l}], Ф о р м . 9

где:

R₀ = D₀/2 – отрывной радиус парового пузырька.

8 Уравнение вероятности образования парового пузырька на бугорке данного размера

w_{ε i} ~ e^{- (\frac{δ_{i} γ^{” r ∆ i}}{G A T σ}) \frac{π δ_{i}^{2} σ}{K T^{”}}}, Ф о р м . 10

где:

K – постоянная Больцмана.

Хотя аналитических методов решения рассмотренной системы дифференциальных уравнений еще не разработано, из этой системы при помощи известной методики получения критериев можно выделить следующие безразмерные комплексы:

(\begin{array}{r} \frac{w l}{a}; \frac{a τ}{l^{2}}; \frac{w^{2}}{g l}; \frac{w l}{v}; \frac{w τ}{l}; \frac{w^{2}}{g l}; \\ \frac{w^{”} l}{v^{”}}; \frac{w^{”} τ}{l}; \frac{∆ p l}{σ}; \frac{μ^{”} w^{”}}{ρ l w^{2}}; \frac{ρ^{”} w^{n^{2}}}{ρ w^{2}}; \frac{w^{”}}{w}; \\ \frac{r γ w^{”} l}{λ ∆ t}; θ; \frac{r γ^{”} ∆ t l}{A T^{”} σ}; \frac{γ^{”}}{γ}; ξ; \\ \frac{A T^{”} λ (γ - γ^{”})}{r^{2} γ γ^{”} l} \sqrt{\frac{B T^{”}}{g M}} . . . \frac{δ_{i}}{l} . . . n_{i} . . . \frac{γ r ∆ t l}{A T^{”} σ}; \frac{σ l^{2}}{K T^{”}} . \end{array}\} Ф о р м . 11

При задании скорости вынужденного движения, исходя только из условий однозначности, в общем случае можно получить такую систему определяющих критериев:

\frac{v}{a}; \frac{q}{v^{2}} {(\frac{σ}{γ})}^{3 / 2}; \frac{r γ^{”} w}{q}; \frac{q}{r γ v} {(\frac{σ}{γ})}^{1 / 2};

\frac{σ}{γ l^{2}}; \frac{γ^{”}}{γ}; \frac{v^{”}}{v}; θ; \frac{{(r γ^{”})}^{2}}{A C T^{”} γ^{3 / 2} σ^{1 / 2}};

\frac{a}{ξ σ} {(\frac{p γ^{”}}{g})}^{1 / 2}; \frac{σ^{2}}{K γ T^{”}} . . . δ_{i} {(\frac{γ}{σ})}^{1 / 2} . Ф о р м . 12

Если в условиях однозначности вместо теплового потока задаться температурным напором ∆t, можно получить несколько измененную систему определяющих критериев

\frac{v}{a}; \frac{a}{v^{2}} {(\frac{σ}{γ})}^{3 / 2}; \frac{r γ^{”}}{C ∆ t γ}; \frac{w}{v} {(\frac{σ}{γ})}^{1 / 2};

\frac{σ}{γ l^{2}}; \frac{γ^{”}}{γ}; \frac{v^{”}}{v}; θ; \frac{{(r γ^{”})}^{2}}{A C T^{”} γ^{3 / 2} σ^{1 / 2}};

\frac{a}{ξ σ} {(\frac{p γ^{”}}{g})}^{1 / 2}; \frac{σ^{2}}{K γ T^{”}} . . . δ_{i} {(\frac{γ}{σ})}^{1 / 2} . Ф о р м . 13

Таким образом, из системы исходных дифференциальных уравнений, описывающих теплоотдачу при кипении, можно выделить ряд наиболее общих критериев.

В общем виде зависимость между этими критериями подобия может быть представлена уравнением:

K_{0} = φ (K_{1}; K_{2}; K_{3} . . .), Ф о р м . 14

где:

K₀ – определяемый критерий;
K₁, K₂, K₃ – определяющие критерии.

Для всех случаев конвективного теплообмена определяемым является критерий Нуссельта, а одним из определяющих принято считать критерий Прандтля.

Остальные критерии отбираются из системы (формула 12) или (формула 13) в соответствии со спецификой рассматриваемого вида конвективного теплообмена.

Имеющиеся расчетные формулы В. И. Толубинского, Г. Н. Кружилина, М. А. Кичигина и Н. Ю. Тобилевича, С. С. Кутателадзе, И. Т. Аладьева и других исходят из различных физических схем процесса, соответственно приводящих к системе критериев, частично общих, частично различных для каждой формулы.

Так, для воды и некоторых ее растворов М. А. Кичигиным и Н. Ю. Тобилевичем получено расчетное выражение

$K_{0} = φ (K_{1}; K_{2}; K_{3} . . .)$

вида

\frac{a_{2} δ}{λ} = 3, 25 {(\frac{q δ}{r γ^{”} λ} C γ)}^{0, 6} {(\frac{g δ^{3}}{ν^{2}})}^{0, 125} {(\frac{p δ}{σ})}^{0, 7}, Ф о р м . 15

где:

λ, C, γ и ν – соответственно коэффициенты теплопроводности и теплоемкости, удельный вес и коэффициент кинематической вязкости кипящей жидкости;
γ′′, r, q и p – удельный вес, скрытая теплота парообразования, тепловой поток и абсолютное давление образующегося пара;
σ – поверхностное натяжение на границе раздела фаз пар – жидкость;
g – ускорение силы тяжести;
$ε = \sqrt{\frac{σ}{γ - γ^{”}}}$
– определяющий размер, пропорциональный диаметру парового пузырька в момент его отрыва.

При кипении жидкости, движущейся внутри вертикальной трубки, характер теплоотдачи изменяется по ее высоте в зависимости от зоны теплообмена. Наблюдаются следующие зоны:

1 Экономайзерная – от начала обогрева до сечения, в котором стенка трубки достигает температуры насыщения подогреваемой жидкости, соответствующей давлению в этом сечении. На этом участке происходит подогрев жидкости, и коэффициент теплоотдачи α может быть рассчитан по формулам конвективного теплообмена, следующим из зависимости

N u = 0, 021 {R e}^{0, 8} {P r}^{0, 43} {(\frac{P r}{{P r}_{ст}})}^{0, 25} .

Длина этой зоны определяется по формуле

\frac{l_{i}}{d} = \frac{3 600 c^{'} γ^{'} w_{0} (t_{s} - t_{s})}{4 q_{ст}} - 10, 4 P r^{0, 6} {(\frac{w_{0} d}{ν^{'}})}^{0, 2} .

2 Зона от сечения, в котором стенка трубки достигает температуры насыщения, до сечения, где жидкость полностью достигла температуры насыщения, соответствующей давлению в этом сечении. В этой зоне постепенно усиливается парообразование в пограничном слое с частичной конденсацией пара в ядре потока. Длина этой зоны l₂ определяется по формуле

\frac{l_{2}}{d} = \frac{3 600 c^{'} γ^{'} w_{0} (t_{s}^{l_{2}} - t_{s}^{l_{1}})}{4 q_{с р}} .

Здесь:

d – внутренний диаметр трубки, м;
w₀ – скорость жидкости во входном сечении трубки, м/сек;
q_ср – средняя по трубке плотность теплового потока, ккал/(м² · ч).

Температуры

$t_{s}^{l_{1}}$

$t_{s}^{l_{2}}$

определяются по формулам

t_{s}^{l_{1}} = t_{s}^{l_{0}} + 21, 8 \frac{ξ_{тр} T_{s}^{l_{0}} γ^{'} w_{0}^{2} l_{i}}{r γ^{''} d},

где:

$T_{s}^{l_{0}} = t_{s}^{l_{0}} + 273$
– температура кипения при давлении во входном сечении трубки, °K.

3 Зона интенсивного ядерного кипения. При развитом ядерном кипении в вертикальных трубках интенсивность теплоотдачи существенно зависит от выбранного значения кажущегося уровня H (в мм) и рабочего вакуума p_в. Преобразование критериального уравнения 15 приводит к расчетной зависимости

α_{2} = C q^{n}, Ф о р м . 16

где:

α₂ – коэффициент теплоотдачи, ккал/(м² · ч · град);
$C = 3, 25 \cdot 10^{- 4} \frac{λ^{0, 4} c^{0, 6} γ^{0, 267} g^{0, 125} p^{0, 7}}{r^{0, 6} γ^{” 0, 6} ν^{0, 25} σ^{0, 363}}$
– расчетный коэффициент, зависящий от физических свойств кипящей жидкости;
q – тепловой поток, ккал/(м² · ч);
n – показатель степени.

По данным М. А. Кичигина и Н. Ю. Тобилевича для воды, кипящей при тепловых потоках, q = 3 000 ÷ 100 000 ккал/(м² · ч).

В формуле 16 численное значение показателя степени n = 0,6. Большинство исследователей рекомендует n = 0,7. При кипении воды в вертикальных трубках предлагается принимать значение n в зависимости от интенсивности теплового потока (n = 0,455 при q < 7 000 и n = 0,4 при q > 7 000).

Принято считать, что на величину показателя степени n влияют состояние поверхности нагрева, физические свойства жидкости, давление, при котором происходит кипение и гидродинамический режим.

Исследования процесса теплоотдачи, проведенные при кипении воды в глубоковакуумной вертикально-трубной испарительной установке, позволили установить следующие зависимости:

α_{2} = f (H, p_{в});

n = f (H, p_{в});

C = f (p_{в}) .

4 При снижении кажущегося уровня ниже допустимой нормы возможно возникновение четвертой зоны – периодического срыва пленки жидкости с поверхности трубок (периодическое высыхание части поверхности вертикальных трубок греющей батареи). В четвертой зоне наблюдается резкое уменьшение интенсивности теплоотдачи (рис. 5).

Теплоотдачу первой зоны рассчитывают по формулам конвективного теплообмена без изменения агрегатного состояния.

Графики зависимостей параметров кипящей воды — Рис. 5 Зависимости α₂ = f(H, p_в); n = f(H, p_в) и C = f(p_в) при кипении воды в глубоковакуумной вертикально-трубной опреснительной установке

Теплоотдачу второй и третьей зон можно рассчитывать по одним и тем же формулам, причем наличие организованного движения жидкости в трубе влияет на интенсивность теплоотдачи до тех пор, пока возмущения, вносимые процессом парообразования, не начнут играть решающей роли. Наибольших значений локальные коэффициенты α по высоте кипятильной трубки достигают в тех ее частях, где жидкость лишь сравнительно тонкой пленкой располагается на поверхности трубки. Этим и объясняется стремление снизить кажущийся уровень.

Исходя из того, что теплоотдача при кипении в вертикальных трубках – повышенной интенсивности, М. Якоб рекомендует такую зависимость:

α_{в е р т} = 1, 25 α_{г о р},

где:

α_верт и α_гор – коэффициенты теплоотдачи в вертикальной и горизонтальной трубках соответственно.

Такой метод, конечно, следует считать приближенным. При ядерном кипении в большом объеме М. А. Михеевым и С. С. Кутателадзе предложены расчетные формулы для определения коэффициента теплоотдачи

α = 3 p^{0, 15} q^{0, 7}; Ф о р м . 17

α = 2, 5 p^{0, 2} q^{0, 7} . Ф о р м . 18

Для практического использования весьма удобны критериальные уравнения, предложенные:

Г. Н. Кружилиным

N u = 0, 082 K_{q}^{0, 7} {K u}^{0, 33} P r^{- 0, 45}; Ф о р м . 19

С. С. Кутателадзе

N u = 7 \cdot 10^{- 4} R e_{п}^{0, 7} P r^{0, 35} K_{р}^{0, 7}; Ф о р м . 20

В. И. Толубинским

N u = 75 K^{0, 7} {P r}^{- 0, 2} . Ф о р м . 21

Коэффициент теплоотдачи со стороны кипящей воды обычно рассчитывают по вышеприведенным формулам и критериальным уравнениям без учета ее циркуляции.

В вертикально-трубных испарителях за счет значительного паросодержания кипящего рассола интенсивная циркуляция и колебательный характер его движения вдоль теплообменных поверхностей существенно влияют на интенсивность теплоотдачи.

Интенсивность переноса тепла от греющей поверхности определяется вынужденной конвекцией жидкости, где конвекция поддерживается движением пузырьков.

Попытки теоретически объяснить теплообмен при ядерном кипении направлены на установление связи движения пузырьков с их ростом.

На основании ряда работ создана теория, описывающая свойства пленок на поверхностях, адсорбции, поверхностного натяжения и электрических явлений на границе раздела между жидкостью и паром или газом.

При переходе от дистиллированной воды к какому-либо ее раствору поверхностный слой раствора оказывается обогащенным или обедненным молекулами или ионами растворенного вещества относительно их общей концентрации в массе раствора. При возникновении в морской воде или каком-либо ином солевом растворе пузырька газа или пара в момент его появления состав раствора вблизи него будет таким же, как и «внутри» жидкости. Ионы солей, обладающие более сильными полями, втягиваются «внутрь» жидкости быстрее, чем другие молекулы. Таким образом, концентрация молекул с более слабым полем в поверхностном слое повышается. Окончательное равновесие обычно устанавливается через малую долю секунды, и на поверхности пузырька располагается пленка дистиллята.

При возрастании концентрации ионы и молекулы растворенного вещества диффундируют в поверхностный слой дистиллята. Чем выше концентрация раствора солей, тем интенсивнее ее ионы диффундируют в поверхностный слой.

Проведенные исследования показали, что пленки на поверхности пузырьков газа или пара оказывают значительное влияние на их движение в жидкости. Действительно, в процессе движения пузырьков скопления веществ на их поверхности будут сноситься с верхней в нижнюю часть, образуя на части поверхности пузырька F′ насыщенный монослой этих веществ.

На поверхности F′ скорость обтекающей пузырек жидкости, как и на поверхности твердого тела, обращается в нуль. В области этой поверхности возникает явление отрыва, сопровождающееся дополнительным сопротивлением формы.

Эксперименты А. В. Городецкой показали, что даже ничтожное количество веществ, сосредоточивающихся в поверхностном слое, может оказать существенное влияние на скорость движения пузырьков. Так, при движении в воде пузырька диаметром d = 0,1 мм для возникновения квадратичного закона сопротивления его движению достаточно покрытия насыщенным монослоем поверхности, составляющей около 2 % всей площади пузырька F′. При этом влияние того или иного вещества в растворе на скорость движения пузырьков определяется его поверхностной активностью. По опытам А. В. Городецкой максимальное замедление скорости пузырьков достигает 250 %.

Скорость подъема w (в см/сек) в чистой воде пузырьков диаметром 0 ÷ 0,4 мм (Re = 0 ÷ 0,30) определяется по формуле

w = \frac{2}{9} \frac{r^{2} g}{μ} (ρ - ρ^{”});

для пузырьков диаметром 0,4 ÷ 0,9 мм (Re = 30 ÷ 200)

w = 26, 4 d;

для пузырьков диаметром 0,9 ÷ 2 мм (Rе = 200 ÷ 300)

w = \frac{1}{9} \frac{r^{2} g}{μ} (ρ - ρ^{”});

и для пузырьков диаметром 2 ÷ 5 мм

w = (13 \div 10, 5) d .

Исследования скорости подъема пузырьков позволили установить следующее:

Пузырьки с d < 1,5 мм имеют шарообразную форму, поднимаются прямолинейно, а скорость их движения растет с увеличением диаметра.
При d = 1,5 ÷ 6 мм у пузырьков начинается некоторая деформация, путь их становится криволинейным, а скорость движения падает с увеличением диаметра.
Пузырьки с d > 6 мм принимают форму гриба, путь их отклоняется от вертикали, а скорость опять начинает расти с увеличением диаметра, но относительно медленно.

Всесторонние исследования скорости всплывания воздушных пузырьков в водных растворах солей NaCl, Na₂SO₄, MgCl₂, MgSO₄ различной концентрации проведены И. З. Макинским и П. П. Симоновым.

При кипении воды и различных ее растворов в большом объеме суммарный эффект скорости эвакуации тепла от теплообменной поверхности определяется как числом центров парообразования и частотой образования пузырьков, так и скоростью их всплывания.

При работе испарителей морской воды зависимость интенсивности теплоотдачи от изменяющейся концентрации рассола можно объяснить тормозящим действием поверхностной пленки на скорость всплывания паровых пузырьков. Изменение скорости всплывания замедляет путевой рост пузырьков. Это ухудшает массообмен в жидкости, обусловливаемый движением паровых пузырьков, снижает производительность испарителя и вызывает повышение температуры перегрева кипящей жидкости. Повышение температуры уменьшает полезный температурный напор.

При определенном замедлении скорости всплывания пузырьков пар не будет успевать отводиться от поверхности нагрева. Все это приводит к ухудшению теплоотдачи.

Резкое снижение интенсивности теплоотдачи с увеличением концентрации морской воды (рис. 6) наблюдается в области невысокой концентрации (до B = 3 %).

График теплоотдачи кипящей воды — Рис. 6 Зависимость коэффициента теплоотдачи кипящей при атмосферном давлении в большом объеме морской воды (сплошные линии) и водного раствора хлористого натрия (пунктирные линии) от концентрации при постоянных тепловых потоках

Снижение темпа дальнейшего уменьшения α₂ при повышении концентрации более 3 % можно объяснить постепенным насыщением поверхностного слоя дистиллята ионами растворенной соли, диффундирующими в этот слой тем активнее, чем выше концентрация раствора. Это отражается на уменьшении тормозящего влияния поверхностной пленки, вследствие чего темп уменьшения коэффициента α₂ снижается.

При значительном повышении концентрации устанавливаются такие условия, когда скорость диффузии ионов соли в пленку дистиллята приближается к скорости отрицательной адсорбции этих ионов из поверхностной пленки (при концентрации морской воды B > 15 %).

Эти выводы вполне согласуются с заключением М. Якоба, что показатель степени n в уравнении α₂ = cqⁿ характеризует гидродинамический режим.

Полученные зависимости n = f(B) для морской воды и растворов хлористого натрия, кипящих в большом объеме, можно объяснить тем, что для этих растворов наибольшее тормозящее воздействие поверхностной пленки дистиллята на движение пузырьков пара, а следовательно, и на гидродинамический режим движения кипящей жидкости сильно проявляется в области малых концентраций. Поэтому на участке B = 0 ÷ 3 % показатель степени n резко уменьшается.

При дальнейшем повышении концентрации начинается все более интенсивная диффузия ионов солей в поверхностный слой чистой воды и тормозящее воздействие последней начинает уменьшаться. Это выражается в постепенном повышении значения показателя степени n.

При кипении в большом объеме численные значения показателя степени n изменяются при переходе от чистой воды к растворам хлористого натрия и морской воды от 0,55 до 0,4 при увеличении концентрации от нуля до 9 %.

При переходе от дистиллированной воды к ее солевым растворам (в интервале концентраций от нуля до 2,5 ÷ 3 %) сначала наблюдается резкое уменьшение численного значения показателя степени n с последующим (при концентрации выше 3 %) постепенным его возрастанием.

По данным М. А. Кичигина и Н. Ю. Тобилевича для воды и 25 %-ного раствора хлористого натрия при давлении 0,2 ÷ 1,5 ата и для тепловых потоков от 3 до 100 тыс. ккал/(м² · ч) в уравнении α = cqⁿ численное значение показателя степени составляет 0,6.

Меркель для случая выпаривания водных растворов в трубках при интенсивной циркуляции предлагает определять коэффициент теплоотдачи к раствору α_р по коэффициенту теплоотдачи для чистой воды α по такой формуле:

α_{р} = α {(\frac{λ_{р}}{λ})}^{0, 565} {[{(\frac{γ_{р}}{γ})}^{2} \frac{c_{р}}{c} \frac{μ}{μ_{р}}]}^{0, 435} к к а л / (м^{2} \cdot ч \cdot г р а д), Ф о р м . 22

где:

α_р, λ_р, μ_р, c_р, γ_р – коэффициенты теплоотдачи, теплопроводности и динамической вязкости, а также теплоемкость и удельный вес рассола для данной концентрации;
α, λ, μ, c и γ – для чистой воды соответственно.

Возвращаясь к формуле 16, следует отметить, что если для дистиллированной воды коэффициент C зависит только от температуры ее кипения, то для морской воды и ее рассолов этот коэффициент зависит также и от концентрации (рис. 7).

График теплоемкости морской воды — Рис. 7 Номограмма для определения теплоемкости морской воды и ее производных при различных температурах

При изменении концентрации морской воды в пределах B = 2 ÷ 3 ÷ 10 ÷ 15 % коэффициент C изменяет соответственно свое значение в пределах C = 3,46 ÷ 3,42 ÷ 2,85 ÷ 2,52.

Обобщив многочисленные опытные данные по кипению некоторых жидкостей, В. И. Толубинский рекомендует критериальную зависимость

N u = 75 K^{0, 7} {P r}^{- 0, 2}, Ф о р м . 23

Анализируя данные по кипению различных растворов, А. Ф. Сорокин вывел следующее критериальное уравнение:

N u = 6, 25 \cdot 10^{- 4} {P e}_{п}^{0, 7} P r^{0, 4} K_{р}^{0, 8}, Ф о р м . 24

где:

$N u = \frac{α_{2}}{λ} δ$
– пузырьковый критерий Нуссельта;
$P e_{п} = \frac{q_{1} δ}{ξ γ^{”} α}$
– пузырьковый критерий Пекле;
$P r = \frac{ν}{α}$
– критерий Прандтля;
$K_{р} = \frac{p δ}{σ}$
– критерий, учитывающий влияние давления при кипении;
$K = \frac{q}{r γ^{”} d_{0} u}$
– критерий, введенный В. И. Толубинским (отношение скорости создания новой фазы к скорости роста пузырьков).

Таким образом, расчет коэффициента теплоотдачи при кипении морской воды в большом объеме можно вести по одному из нижеприведенных уравнений

α_{2} = \frac{6, 25 \cdot 10^{- 4} λ^{0, 7} c_{р}^{0, 7} γ^{0, 5}}{σ^{0, 55} r^{0, 7} ν^{0, 4} γ^{” 0, 7}} p^{0, 8} q^{0, 7}; Ф о р м . 25

α_{2} = \frac{75 ν^{0, 2} {(γ - γ^{”})}^{0, 5}}{σ^{0, 5} r^{0, 7} α^{0, 2} γ^{” 0, 7} {(d_{0} u)}^{0, 7}} q^{0, 7} . Ф о р м . 26

Концентрация раствора наиболее резко влияет на теплоотдачу в области высокоразвитого ядерного кипения. Сопоставление результатов исследований теплоотдачи при кипении для растворов NaCl и для морской воды, А. Ф. Сорокина для растворов NaCl, В. Н. Слесаренко для Мировой Океан и океанотехника. Характеристики морских льдов, течений и волнокеанской воды и В. И. Бузника для искусственно приготовляемого состава морской воды показывает, что эти данные не дают однозначной зависимости α от q. Расхождение можно объяснить различным составом солей и количеством NaCl в исходной морской воде (черноморская, тихоокеанская, искусственно приготовленная морская вода, раствор химически чистого хлористого натрия).

Установлено, что с ростом концентрации морской воды величина коэффициента α₂ уменьшается. При повышении концентрации кипящей морской воды возможно проявление тепло- и массообмена, вызванного диффузией.

Система уравнений, определяющая распределение полей температур t и концентраций B, запишется так:

(\begin{array}{r} \frac{d t}{d τ} = α \nabla^{2} t + K_{t} \frac{\partial μ}{\partial B} \cdot \frac{\partial B}{\partial τ}; \\ \frac{d B}{d τ} = K_{d} (\nabla^{2} B + \frac{K_{t}}{t} \nabla^{2} t) . \end{array}\} Ф о р м . 27

Применяя к формуле 27 аппарат теории размерностей учетом основных теорий подобия, В. Н. Слесаренко предлагает критериальное уравнение, приводящее к расчетной зависимости

N u = A {P e}^{0, 75} {P r}^{0, 35}, Ф о р м . 28

где:

A = 5,75 – для дистиллята;
A = 5 – для морской воды.

Использовав применительно к формуле 27 методы теории подобия, для стационарного теплового процесса можно получить систему критериев

\frac{K_{t} μ}{t}; \frac{w l}{K_{d}} . Ф о р м . 29

Как отмечают Л. Д. Ландау и Е. М. Лившиц, при малых концентрациях раствора коэффициент K_t весьма незначителен.

Применительно к работе судовых испарительных установок концентрация кипящего рассола морской воды не превышает 9-11 %. Поэтому критерий K_tμ/t из рассмотрения можно исключить. Представим второй критерий формулы 29 в форме двух составляющих

\frac{w l}{K_{d}} = \frac{w l}{α} \cdot \frac{α}{K_{d}} = P e \cdot L e, Ф о р м . 30

где:

K_d – коэффициент диффузии;
$L e = \frac{α}{K_{d}}$
– критерий Люиса (характеризует влияние концентрационной диффузии на теплообмен при кипении).

Если принять, что при кипении рассола морской воды концентрации B = 3 – 9 % пузырек пара несет на себе поверхностную пленку, где концентрация может изменяться от нулевой до некоторой отличной от нуля, то из формулы 27 можно заключить, что пренебрегать влиянием концентрационной диффузии нельзя.

При изменении концентрации кипящего рассола морской воды будет изменяться и концентрация в поверхностных пленках всплывающих паровых пузырьков, что существенным образом скажется на скорости их всплывания, а следовательно, и на интенсивности теплоотдачи. Поэтому при выборе критериев, определяющих условия теплообмена при кипении морской воды, следует принимать во внимание критерий Люиса Le.

Пройдите этот тест полностью на нашем сайте, по ссылке: Тренировочный CES тест онлайн по топливной системе танкера

Рассмотрение особенностей теплообмена при кипении морской воды показывает, что с учетом влияния симплекса ξ = f(Le), учитывающего переменную концентрацию рассола, характер процесса определяется заданием тех же величин (теплового потока, свойств жидкости, гидродинамики потока и т. д.), что и при кипении дистиллята. Это позволяет использовать для обобщения экспериментальных данных по кипению морской воды критериальные уравнения В. И. Толубинского, С. С. Кутателадзе, М. А. Кичигина и Н. Ю. Тобилевича, А. Ф. Сорокина и других.

Измерение констант морской воды (табл.) и гидродинамического режима движения парожидкостной смеси в связи с изменяющейcя концентрацией морской воды приводит к усложнению условий теплообмена и описывающих его уравнений.

Физико-технические константы изоляции
Материал	Объемный вес, кГ/м³	Формула коэффициента теплопроводности `λ`, *ккал/(м·ч·град)*	Значения `λ` при температуре `t_ср`*		Температура устойчивости, °C
Материал	Объемный вес, кГ/м³		`t_ср`, °C	`λ`, *ккал/(м·ч·град)*	Температура устойчивости, °C
Ньювель	в порошке 200	λ = 0,0695 + 0,000083 t_ср	100	0,078	330
Ньювель	в изделии 350	λ = 0,0695 + 0,000083 t_ср	200	0,086	330
Асбестовый картон	500	λ = 0,135 + 0,00012 t_ср	50 100 150 200	0,142 0,147 0,153 0,159	до 400
Асбестовый матрац с набивкой ньювеля	при толщине 25 мм 340	λ = 0,088 + 0,00079 t_ср	100	0,167	до 370
Асбестовый матрац с набивкой ньювеля	при толщине 50 мм 290	λ = 0,088 + 0,00079 t_ср	200	0,246	до 370
Стеклянный войлок	120	λ = 0,035 + 0,00035 t_ср	100 200	0,07 0,105	до 450
Гофрированный термаль	115	λ = 0,051(1 + 0,0043 t_ср)	100 200	0,073 0,095	до 450
Гладкий термаль, уложенный слоями (не менее пяти слоев)	115	λ = 0,046(1 + 0,004 t_ср)	100 200	0,064 0,082	до 450
*`t_ср` – средняя арифметическая между температурами теплоносителя и наружной поверхности изоляции

В общем виде это можно представить зависимостью

α_{2} = f (q, λ, σ, ν, a, c_{р}, r, γ - γ^{”}, ξ) . Ф о р м . 31

Решение этого уравнения при помощи методов теории размерностей приводит к критериальным зависимостям вида

N u = C {P e}^{n} {P r}^{m} {L e}^{k};

N u = C {R e}^{n} {P r}^{m} {L e}^{k};

N u = C G r^{n} {P r}^{m} {L e}^{k}, Ф о р м . 32

где:

величины C, n, m, k определяются после экспериментальных исследований.

В результате проведенных в лабораторных и натурных условиях исследований по кипению дистиллята, морской воды и ее весьма концентрированных растворов в вертикальных трубках глубоковакуумных испарительных установок не обнаружилось (в отличие от случая кипения в большом объеме) ощутимого влияния изменяющейся концентрации рассола морской воды на интенсивность теплообмена. Это, вероятно, можно объяснить особенностями гидродинамики процесса кипения, т. е. практической независимостью тепло-массообмена при кипении в вертикальных трубках от влияния поверхностных пленок на скорость всплывания паровых пузырьков.

Некоторые методы интенсификации конвективного теплообмена в испарителях морской воды

Известны и частично используются следующие способы интенсификации конвективного теплообмена в теплообменниках судовых испарительных установок:

увеличения поверхности теплообмена со стороны теплоносителя с меньшим коэффициентом теплоотдачи;
механического воздействия на теплообменную поверхность;
гидродинамического воздействия на поток;
воздействия электрического и магнитного поля на поток.

Наиболее широко применяются методы механического воздействия на теплообменную поверхность и особенно методы гидродинамического воздействия на поток.

Любая попытка интенсифицировать конвективный теплообмен при кипении в конечном счете сводится к воздействию на пристенный граничный слой (его турбулизацию). Наиболее простой способ – увеличение скорости движения теплоносителя.

Оптимальный термодинамический Теория работы и типы опреснительных установок на суднережим работы испарителя определяется по максимальному значению α₂; испарители работают при небольших скоростях циркуляции, обусловленных оптимальным уровнем жидкости (25-35 % от длины вертикальных кипятильных трубок). Обычно рекомендуется увеличивать скорость циркуляции за счет повышения уровня кипящей жидкости до 120 %. Значения скорости циркуляции при этом находятся в пределах 0,2 ÷ 1 м/сек в зависимости от теплового потока, т. е. близки к значениям, обеспечивающим вынос зоны кипения за пределы кипятильных трубок.

В некоторых случаях применяют методы интенсификации конвективного теплообмена при кипении на вращающейся поверхности нагрева. Конструктивно вращающиеся поверхности нагрева можно выполнять в виде дисков с вращающимся каналом (образованным полотном диска и экраном) и в виде цилиндров.

Для решения задачи о теплоотдаче с вращающимся каналом В. М. Бузник предложил расчетную формулу для определения локального коэффициента теплоотдачи

α_{2} = \frac{0, 592}{2} c_{р} w_{0}^{2} ρ {(\frac{w_{0} x}{ν})}^{- 0, 2}, Ф о р м . 33

где:

c_р – удельная теплоемкость теплоносителя;
w₀ – относительная скорость ядра потока на поверхности диска;
ρ – плотность жидкости, омывающей диск;
x – расстояние от начала обогрева диска до текущего сечения;
ν – кинематический коэффициент вязкости.

Для решения задачи о теплоотдаче вращающегося цилиндра при свободной конвекции В. М. Бузником предложено критериальное уравнение

N u = 0, 416 {(G r P r)}^{0, 25} {(1 + 1, 06 \frac{R e^{2} P r}{G r})}^{0, 25}, Ф о р м . 34

позволяющее сделать вывод, что при вращении цилиндра теплообмен значительно интенсифицируется в том случае, если окружная скорость цилиндра больше скорости свободного движения.

Рекомендованные В. М. Бузником расчетные уравнения справедливы только для случая безотрывного обтекания, т. е. при небольших значениях критерия Рейнольдса.

Вопрос о влиянии механической и акустической вибрации теплообменной поверхности на интенсивность теплоотдачи при кипении пока еще не решен. Экспериментами установлено, что действие звука на теплоносители изменяет механизм обтекания теплообменной поверхности и интенсифицирует теплообмен. Интенсификация очень существенна при свободном движении теплоносителя и малых скоростях его вынужденного движения.

По данным исследований при малых тепловых потоках q < 6 000 ккал/(м² · ч), когда парообразование еще не влияет или мало влияет на гидродинамику в пристенном слое, действует обычный механизм интенсификации процесса теплоотдачи (15-20 %), вызываемый вибрацией теплообменной поверхности, а значит и некоторой турбулизацией пристенного слоя. При умеренных тепловых потоках [q = 10-20 тыс. ккал/(м² · ч)] вибрация теплообменной поверхности способствует преждевременному срыву пузырьков, уменьшая тем самым их турбулизирующее воздействие на гидродинамику пристенного слоя, что в конечном итоге снижает теплоотдачу на 15-18 %.

При больших тепловых потоках [q > 25 тыс. ккал/(м² · ч)] интенсивность парообразования, а следовательно, воздействие его на гидродинамику пристенного слоя столь велика, что отрицательное воздействие вибрации на теплоотдачу начинает постепенно утрачиваться.

По данным Американского южного исследовательского института механическая и акустическая вибрация существенно повышает интенсивность теплоотдачи при кипении, причем наибольшее увеличение теплоотдачи (80-100 %) наблюдается при пониженном тепловом потоке. Максимальное значение произведения частоты на амплитуду, необходимое для существенного улучшения теплоотдачи, возрастает с увеличением теплового потока. Исследования, проведенные в диапазоне частоты вибрации от 700 до 3 000 в минуту, и изменения амплитуды от 0,15 до 0,35 мм [при значениях теплового потока от 4 до 25 тыс. ккал/(м² · ч)] показали, что изменение частоты и амплитуды вибрации (в указанных пределах) практически не изменило характера влияния вибрации на интенсивность теплоотдачи при кипении.

Перспективным представляется способ воздействия на поток его закручиванием. Для этого с помощью специальных вставок в начале канала создается вращательное движение теплоносителя. Наиболее существенное влияние закручивания потока наблюдается в начальном участке трубы. При установке турбулизирующих вставок различной конструкции по всей длине канала достигается существенное выравнивание и увеличение среднего по длине канала коэффициента теплоотдачи.

Для расчета теплоотдачи закрученных потоков В. М. Бузник рекомендует такую критериальную зависимость

N u = \frac{R e P r}{1 + \frac{700}{R e C_{f}} (\frac{d}{h}) \cdot (\frac{d}{d_{0}}) P r^{0, 731}} [\frac{50, 9 \frac{d}{h}}{R e \sqrt{C_{f}}} + 0, 023 (\frac{d}{d_{0}}) R e^{- 0, 2} P r^{- 2 / 3} {(1 + \frac{0, 0219}{{(\frac{h}{d})}^{2} C_{f}})}^{0, 5}], Ф о р м . 35

где:

h – ход винтовой линии закручивания, м;
d – внутренний диаметр трубы, м;
d₀ – гидравлический диаметр, определяемый по минимальной площади сечения свободного потока и по общей смоченной поверхности, м;
C_f – суммарный коэффициент трения

C_{f} = [0, 046 + 2, 1 {(\frac{h}{d} - 0, 5)}^{- 1 / 2}] R e^{n},

где:

n = 0,2

n = 0, 2 [1 - 1, 7 {(\frac{h}{d})}^{- 1 / 2}] .

Это выражение справедливо в диапазоне критерия Рейнольдса от 5 · 10³ до 1 · 10⁵. Однако нужно иметь в виду, что применение турбулизирующих вставок значительно увеличивает гидравлическое сопротивление теплообменника.

Основной недостаток трубчатых поверхностей нагрева – ограниченные возможности интенсификации теплообмена. Ввиду сложности изготовления ребристых трубчатых пучков и нередко их полной неприемлемости в специфических условиях работы судовых испарительных установок их заменяют более простой конструкцией пластинчатых пакетов, обеспечивающей уменьшение эквивалентных диаметров проходных сечений.

Для создания повышенной турбулентности граничного слоя теплоносителей вблизи пластинчатых теплообменных поверхностей последние выполняют и компонуют так, чтобы осуществить зигзагообразный или волнообразный тип каналов. Теплоотдача этих каналов описывается следующими критериальными уравнениями:

в случае зигзагообразных каналов при:

Re = 900 – 7 000;
h/t = 0,25 ÷ 0,65 (характерный размер, представляющий отношение высоты выступов или впадин h к шагу разбивки t)

N u = 0, 066 {(\frac{h}{t})}^{0, 9} R e^{0, 875} . Ф о р м . 36

В случае волнообразных каналов при:

Re = 800 – 11 000;

h/t = 0,25 ÷ 0,65;

u/t = 0,4 ÷ 0,73 (где u – расстояние между пластинами)

N u = 0, 138 {(\frac{h}{t})}^{1, 1} {(\frac{u}{h + u})}^{0, 2} R e^{0, 78} . Ф о р м . 37

Дальнейшим развитием интенсификации теплоотдачи при кипении является создание теплообменников с тонкой пленкой кипящей жидкости. Сущность работы испарителей с падающей пленкой состоит в следующем: в верхнюю часть вертикальных трубок греющей батареи вводится рассол, который в виде пленки стекает по трубкам под действием начальной скорости и силы тяжести.

Иногда (по методу Фортье) теплообменные трубки выполняют двойными. Рассол под давлением подается в отверстие во внешней трубке и в виде струек попадает на внешнюю поверхность внутренней трубки, образуя на ней пленку. Интенсивность теплоотдачи при кипении в кольцевом пространстве зависит от ширины последнего S и тепловой нагрузки q. С уменьшением S интенсивность теплоотдачи возрастает, достигая максимума, когда величина S сопоставима с размером пузырьков пара. С увеличением S и q интенсивность теплоотдачи в кольцевом пространстве приближается к интенсивности теплоотдачи в трубках достаточно большого диаметра.

При расчете теплопередачи в трубках греющей батареи пленочного теплообменника испарительной установки основная сложность – определение коэффициента теплоотдачи. Для расчета α = f(Nu) Е. Д. Мальцевым рекомендуется формула, учитывающая турбулентный перенос в вязком подслое, проверка которой в области чисел 0,6 ⩽ Pr ⩽ 3 000 и 7 · 10^-3 ⩽ Re ⩽ 2 · 10⁶ подтвердила ее надежность

N u = \frac{0, 14 P e \sqrt{λ_{i}}}{\ln \frac{R e \sqrt{λ_{i}}}{760} + 2 \ln \frac{1 + 5 P r}{1 + 0, 2 P r} + 2, 4 P r φ (P r)} . Ф о р м . 38

Применительно к рассматриваемому режиму течения пленки в приведенной формуле вместо диаметра трубки d следует подставлять значение гидравлического радиуса R = d/4, более полно определяющее линейную характеристику потока. В этом случае входящие в формулу 38 критерии принимают вид

N u = \frac{α d}{4 λ};

P e = \frac{v d}{4 a};

R e = \frac{v d}{4 ν};

P r = \frac{P e}{R e} .

В формуле 38:

φ(Pr) – специальная функция от числа Pr (определяется по графику);

λ_i – интегральный коэффициент трения, учитывающий потери энергии как на стенке трубки, так и внутри потока жидкости (при движении пленки по трубке λ_i принимается равным 0,042);
v – скорость движения пленки по поверхности вертикальной трубки, м/сек

v = \sqrt{\frac{2 g d}{λ_{i}}} .

Как уже говорилось, усилия, направленные на интенсификацию теплоотдачи, неизбежно приводят к необходимости турбулизировать потоки теплоносителей. Известно, что газовые пузырьки, введенные в жидкость, создают большое количество завихрений, а это способствует улучшению теплоотдачи. Использование барботажа позволило создать новое высокоэффективное оборудование (эрлифтные реакторы, аппараты с пенным контактом и др.). Однако в оценке влияния на теплоотдачу приведенных скоростей газа и жидкости, физических свойств жидкой фазы, размеров поверхности теплообмена и т. д. единого мнения нет (рис. 8).

График определения специальной функции — Рис. 8 График φ(Pr) = lg Pr

Японские исследователи Като и Асакаво считают, что при теплообмене в вертикальном однонаправленном газожидкостном потоке коэффициент теплоотдачи не зависит от приведенной скорости газа при ее изменении от 0,2 до 3 м/сек. Напротив, английские исследователи Вершур и Стемердинг установили в данном интервале значений скоростей значительную зависимость между коэффициентом теплоотдачи и приведенной скоростью газа. Имеются также работы, в которых утверждается, что физические свойства жидкой фазы не влияют на коэффициент теплоотдачи.

В других работах доказывается, что величина коэффициента теплоотдачи в основном определяется физическими свойствами жидкой фазы. Диаметрально противоположные выводы в ряде работ при определении влияния на коэффициент теплоотдачи приведенной скорости жидкой фазы и размеров теплообменного элемента.

Рекомендуется к прочтению: Ремонт вспомогательных паровых котлов и теплообменных аппаратов

Теоретические основы гидродинамики газожидкостных систем разработаны С. С. Кутателадзе и М. А. Стыриковичем. Исследования теплообмена при движении водовоздушного и водопарового потока проведены Г. К. Гончаренко и В. А. Жуковым, Шарком, Гротхейсом и Хендалом, Штробе, Джонсоном и Абу-Саби, Вершуром и Стемердингом, В. И. Толубинским и Н. Г. Ямпольским, Л. С. Стерманом. Эти исследователи отмечают интенсификацию теплоотдачи (примерно 10-20 %) при введении в нагреваемую жидкость воздушного или парового потока.

Предложен способ интенсификации теплоотдачи в вертикально-трубных испарителях морской воды введением в нагреваемый рассол пузырьков воздуха. Подсос воздуха к трубкам греющей батареи испарителя осуществляется через приставку воздушного жиклера (рис. 9), представляющую собой простейшее устройство из двух обоим и набора сменных шайб (жиклеров) с калиброванными отверстиями (d = 0,1 ÷ 1 мм), установленное на фланце грязевика испарителя.

Вид приставки воздушного жиклера в испарителе — Рис. 9 Приставка воздушного жиклера

Обоймы через трехходовой и запорный клапаны соединяются с водяным пространством грязевика греющей батареи испарителя (например, испарителя «Атлас», рис. 10).

Конструкция опреснительной установки «Атлас» — Рис. 10 Общий вид глубоковакуумной опреснительной установки «Атлас»

Количество подсасываемого в испаритель воздуха (при критическом перепаде давлений между барометрическим давлением и давлением в испарителе) определяется температурой воздуха и диаметрами отверстий в установленных жиклерах.

Сущность, а следовательно, и все качественные закономерности рассматриваемого метода отличаются от всех ранее применявшихся методов тем, что вместо интенсивного воздушного потока (с коэффициентом воздухосодержания (

$σ = \frac{G_{в}}{G_{п}} = 100 = 2 \div 40 %$

и более) в нагреваемый рассол вводится некоторое малое количество центров парообразования – воздушных пузырьков, оказывающих на теплоотдачу интенсифицирующее воздействие. При этом σ изменяется в пределах 0,05 ÷ 1 %.

Предложенный способ увеличения производительности испарителей введением в нагреваемый рассол воздуха систематически исследовали и проверяли в натурных и лабораторных условиях.

Исследования проводились на судовых испарителях «Атлас», на головном образце российской глубоковакуумной опреснительной установки на испытательном стенде морского завода и на тепловой модели этой опреснительной установки в лаборатории теории теплообмена ОВИМУ. Тепловая схема и особенности работы испарителей «Атлас» описаны в статье «Конструкции судовых опреснителей и характеристики опреснительных установокОпреснители на судне и их конструктивные особенности».

В ходе испытаний была выявлена зависимость изменения интенсивности работы испарителей от количества подсасываемого воздуха и кажущегося уровня кипящего рассола в вертикальных трубках греющих батарей.

Существует некоторое оптимальное количество начальных центров парообразования в виде пузырьков, вводимых в нагреваемый рассол. Особенно четко это проявилось при дополнительных испытаниях испарителя «Атлас», проведенных при введении в нагреваемый рассол не воздушных, а паровых пузырьков. Давление вводимого в испаритель пара менялось от 0,88 до 3 ата.

На рис. 11 показан график изменения производительности W₂ испарителя «Атлас» при 95 %-ном вакууме в зависимости от разрежения подсасываемого воздуха.

График производительности испарителя «Атлас» при вакууме 95 % — Рис. 11 График изменения производительности испарителя «Атлас» при 95 %-ном вакууме в зависимости от разрежения подсасываемого воздуха

В ходе эксперимента коэффициент воздухосодержания σ изменялся от 0,04 до 1 %, и достигнуть рабочего вакуума при этом выше 95 % не удалось из-за недостаточной мощности штатного эжектора испарительной установки.

На рис. 12 можно видеть график изменения производительности испарителя «Атлас» W₂ при 96 %-ном вакууме в зависимости от давления вводимого пара.

График производительности испарителя «Атлас» при вакууме 96 % — Рис. 12 График изменения производительности
испарителя «Атлас» при 96 %-ном вакууме в зависимости от давления вводимого пара

Максимальное увеличение производительности составляет:

при подсосе в рассол воздуха (рабочий вакуум 95 %) 25-27 %;
при введении в рассол пара (рабочий вакуум 96 %) 11-12 %.

При испытаниях была установлена практическая независимость производительности испарителя от рабочей концентрации рассола (увеличиваемой от 3 до 11 %). Воздушный подсос на всех режимах работы испарителя (по рабочему вакууму и давлению вводимого воздуха или пара) практически не сказывался на содержании кислорода и солесодержании конденсата вторичного пара.

Для повышения эффективности этого метода необходимы некоторые конструктивные изменения циркуляционных и проточных испарителей «Атлас» для равномерного подвода воздушных пузырьков ко всем трубкам греющей батареи.

Одно из таких решений – наращивание на 2-3 мм и равномерная торцовка всех трубок греющей батареи относительно их нижней трубной доски.

Испытание воздушного жиклера, проведенное на опытном образце российской глубоковакуумной опреснительной установки (см. рис. 9 и 10 выше), подтверждает все описанные исследования. Однако в связи с тем, что испытываемый образец этой установки и испаритель «Атлас» конструктивно различны, применение воздушного жиклера требует некоторых конструктивных изменений российского испарителя для обеспечения равномерного подвода воздушных пузырьков по всем трубкам греющей батареи.

В дополнение к описанному выше способу наращивания на 2-3 мм трубок относительно их нижней трубной доски в российских испарителях серии Д необходимо предусмотреть также дополнительное наращивание на 4-5 мм трубы опускной шахты во избежание прорыва в нее вводимого воздуха.

Для получения некоторых оптимальных характеристик при интенсификации работы испарителей введением в нагреваемый рассол пузырьков воздуха были проведены систематические исследования эффективности этого метода и переменного кажущегося уровня на тепловой модели российского глубоковакуумного испарителя (рис. 13) в лаборатории теории теплообмена ОВИМУ.

Вид экспериментальной ОУ ОВИМУ — Рис. 13 Общий вид экспериментальной опреснительной установки ОВИМУ

Исследования показали, что подсос некоторого количества воздуха (σ = 0,2 ÷ 0,6 %) значительно, но увеличивает производительность установки. Так, в пределах изменения рабочего вакуума от 90 до 87,5 % при температуре греющей воды 65 °С и коэффициенте подачи воздуха σ = 0,6 % производительность опреснительной установки увеличивается от 20 до 40 %.

Исследования при вакууме p_н = 91 – 95 %, температуре греющей воды 55 °С и коэффициенте подачи воздуха σ = 0 ÷ 1 % (контрольные опыты в каждом режиме проводились и при σ = 1 ÷ 2 %) показали, что с вводом в рассол воздуха резко повышается производительность установки

$W_{2}^{'}$

, причем интенсивность ее роста после достижения определенного значения коэффициента подачи воздуха σ снижается.

На рис. 14, а показана зависимость

$W_{2}^{'} = f (σ)$

для постоянного кажущегося уровня H = 400 мм и различных значений вакуума (91, 92, 93, 94, 95 %).

Графики производительности опреснительной установки — Рис. 14 Зависимость производительности экспериментальной опреснительной установки от условий ее работы

Последующее увеличение σ приводит к замедлению, а при достижении критического значения – прекращению роста производительности. При увеличении σ выше критического эффект форсирования плавно снижается. Этот участок находится при значениях σ более 2 % и поэтому на приведенных графиках не показан.

При прохождении экономайзерного участка воздушным пузырьком, имеющим температуру ниже температуры окружающей жидкости, создаются благоприятные условия для испарения нагреваемой жидкости внутрь пузырька, что несколько снижает ее температуру, увеличивая полезный температурный напор. Корме того, за счет набухания жидкости понижается компонента гидростатического давления в пузырьках, что способствует их росту, а следовательно, и скорости всплывания. Это приводит к турбулизации потока и выравниванию температуры по его живому сечению. Скоростная киносъемка показывает, что в этом случае конденсация оторвавшихся от поверхности нагрева паровых пузырьков прекращается, и высота экономайзерного участка резко снижается.

Перечисленные факторы и обусловливают значительное увеличение интенсивности теплоотдачи.

Последующее увеличение σ приводит к частичному высыханию пленки жидкости в верхней части трубок греющей батареи и, как следствие, снижению производительности.

На интенсивность работы испарителя очень сильно влияет высота кажущегося уровня H. Проведенные исследования показывают (рис. 14, б), что максимальная производительность установки в случае ее работы без подсоса воздуха W₂ достигается при уровне H = 200 мм, причем эффект влияния уровня увеличивается с понижением вакуума. Результаты исследований зависимости производительности при форсированной работе установки от величины коэффициента подачи воздуха

$W_{2}^{'} = f (σ)$

при различных рабочих вакуумах (p_в = 95, 93, 91 %) и разных рабочих уровнях (H = 200, 400, 600 мм) графически отражены на рис. 15, где а, б и в соответствуют вакууму 95, 93 и 91 %.

Графики производительности ОУ в различных вакуумах — Рис. 15 Зависимость производительности экспериментальной опреснительной установки от величины коэффициента подачи воздуха при различных рабочих вакуумах

Из графиков

$W_{2}^{'} = f (σ)$

(рис. 15) видно, что при малых значениях σ влияние уровня H = 200 сказывается больше, чем воздушное форсирование. Так, при вакууме 95 % снижение уровня до 200 мм идентично σ = 0,12, для уровня 400 мм и σ = 0,24 для уровня 600 мм; при вакууме 93 % снижение уровня до H = 200 мм оказывает тот же эффект, что и σ = 0,2 для H = 400 мм и σ = 0,44 для H = 600 мм.

Дальнейшее снижение вакуума приводит к еще большему эффекту уровня H = 200 мм. При вакууме 91 % влияние воздушного форсирования для уровня 400 мм оказывает идентичное воздействие уже при σ = 1, а для уровня 600 мм при σ ≈ 4.

Повышение номинальной производительности W₂ при снижении кажущегося уровня обусловливается увеличением участка теплоотдачи в тонкой пленке, образующейся при цикличном омывании поверхности трубок пульсирующим потоком парожидкостной смеси со знакопеременным вектором скорости.

На рис. 16 показана графическая зависимость степени повышения производительности

$θ = W_{2}^{'} / W_{2}$

от рабочего вакуума (а – 96 %, б – 93 %, в – 91 %) и величины коэффициента подачи воздуха σ.

Графическая зависимость повышения производительности испарителя — Рис. 16 Зависимость θ = f(σ, H, p_в)

Как показали проведенные исследования, при всех значениях вакуума в случае работы без воздушного жиклера максимальная производительность достигается при кажущемся уровне рассола, составляющем 1/3 высоты трубок греющей батареи. С понижением вакуума возрастает интенсивность включения воздушного жиклера и интенсивность роста производительности. При всех значениях вакуума максимально достижимая производительность при вводе воздуха увеличивается с повышением уровня. Однако повышать уровень больше значения 2/3 высоты трубок греющей батареи следует только при вакууме выше 93 %, так как при более низких его значениях достижение максимальной производительности возможно только при весьма большом количестве вводимого воздуха, что противоречит смыслу настоящего метода.

Установленные зависимости

$W_{2}^{'} = f (σ, H, p_{в} и θ = f (σ, H, p_{в}))$

позволяют построить номограмму (рис. 17) σ_опт = f(θ, H, p_в), с помощью которой можно для желаемого значения степени повышения производительности θ, заданных значений рабочего вакуума p_в и кажущегося уровня H определять оптимальную величину коэффициента подачи воздуха.

Номограмма повышения производительности испарителя — Рис. 17 Номограмма σ_опт = f(θ, H, p_в)

Воздушное форсирование испарителя не сказывается на содержании кислорода в дистилляте, солесодержание же увеличивается пропорционально производительности в испарителях без сепараторов и в меньшей мере – в испарителях с сепараторами.

Целесообразно увеличивать θ до 1,2 ÷ 1,25, чему соответствует σ = 0,4 ÷ 0,6 %, обычно обеспечиваемый нормально работающим штатным эжектором испарительной установки. Увеличение θ выше 1 ÷ 1,25 требует установки дополнительного эжектора, включаемого в работу одновременно с включением воздушного жиклера.

Будет интересно: Монтаж паропроизводительных установок и теплообменных аппаратов

Оборудование испарительной установки более мощным эжектором обеспечивает поддержание спецификационного вакуума в конденсаторе, а следовательно, и стабилизации теплоотдачи в нем.

Возможное повышение производительности действующих на флоте испарительных установок, работающих при спецификационной нагрузке, вероятно будет ограничиваться запасом производительности (по пару) их конденсаторов. Для вновь проектируемых установок этот запас при необходимости может быть увеличен в расчете на форсированный режим их работы.

Дополнительные расходы, связанные с эпизодическим включением в работу водовоздушного эжектора, весьма малы, так как последний может быть подключен к одной из судовых систем забортной воды.

"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; .Context.AdvManager.render({\"blockId\": \"R-A-1950271-182\",\"renderTo\": \"yandex_rtb_R-A-1950271-182\"})})<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; .Context.AdvManager.render({\"blockId\": \"R-A-1950271-379\",\"renderTo\": \"yandex_rtb_R-A-1950271-379\"})})<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; Ya.Context.AdvManager.render({ renderTo: 'yandex_rtb_R-A-1950271-25', blockId: 'R-A-1950271-25' })})<\/scr"+"ipt>"; Ya.Context.AdvManager.render({ renderTo: 'yandex_rtb_R-A-1950271-24', blockId: 'R-A-1950271-24' })})<\/scr"+"ipt>"; Ya.Context.AdvManager.render({ renderTo: 'yandex_rtb_R-A-1950271-26', blockId: 'R-A-1950271-26' })})<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; nt=\"ca-pub-8169097523164719\" data-ad-slot=\"7426941178\"><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; .Context.AdvManager.render({\"blockId\": \"R-A-1950271-138\",\"renderTo\": \"yandex_rtb_R-A-1950271-138\"})})<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; crossorigin=\"anonymous\"><\/scr"+"ipt><\/ins> (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});<\/scr"+"ipt>"; class="fas fa-caret-down"> Сноски