CC BY
33
ОПТИЧЕСКИЕ НЕОДНОРОДНОСТИ В НЕРАВНОВЕСНОМ ПАРОВОМ
ПОТОКЕ ТЕПЛОВЫХ ТРУБ
А.Н. ШУЛЬЦ, доц. каф. физики МГУЛ, канд. техн. наук
Практика расчетов ТТ основана на использовании осредненных по поперечному сечению парового канала уравнений неразрывности движения и энергии потока переменной массы с учетом сжимаемости, трения и реального профиля скорости пара [1]
^ Г _-,
— I р и I = ±т / f ,
1 Ь1^ п п J ^ п '
ах
— ГР +Вр и2)] = -1-^р , ахГ п п пJ 2— п
— Гр и (/ + 1/2ай2)1 = -± (т / / )(/' + у2/2),
где ип = 2/Н2п | и(г х) х г—г - средняя по сечению канала скорость пара;
и - текущее значение скорости вдоль оси х; V = - радиальная скорость вдува-
емого (конденсирующегося) пара на капиллярной структуре; - коэффициент сопротивления трения; нп
гтг2а2\ Г 1/2
Р = 2/и| и^(гпх)гп—г1
- коэффициент потока импульса;
а =.
2/(й3 Д2) | и2 (гпх)гп—гп
- коэффициент потока энергии;
J, J - энтальпия пара в паровом канале и
пп
вдуваемого пара, соответственно;
з
н
о
168
ЛЕСНОЙ ВЕСТНИК 6/2006
С - поверхностная пористость капиллярной структуры.
В приведенных выше уравнениях массовый расход вдуваемого (конденсирующегося) пара на единицу длины парового канала т определяется из условий неравновесного тепло- и массопереноса при испарении и конденсации, сопровождающихся скачком температуры на поверхности раздела фаз. При этом принимается модель равновесного двухфазного состояния пара, согласно которой пар представляет собой равновесную смесь идеального газа и жидкости. Считается, что при достоверных значениях коэффициентов в, £ и а данный подход позволяет правильно описать распределение параметров пара по длине зон испарения и конденсации в условиях ламинарного и турбулентного течений. Там же указано, что для этих расчетов значения в, £ и а достаточно хорошо изучены для установившихся течений с равномерным вдувом - оттоком теплоносителя и постоянным давлением поперек канала. Поэтому они могут быть использованы для расчета параметров пара только для изотермических или близких к ним режимов работы ТТ. В [1] также отмечается, что границы перехода от ламинарного режима течения к турбулентному мало изучены.
Интенсификация тепло- и массопереноса в ТТ сопровождается ростом удельных тепловых нагрузок и, следовательно, более глубоким проникновением параметров парового потока внутрь метастабильной области. Это касается особенно процессов запуска. В этих случаях расчет параметров ТТ по модели равновесного состояния парового потока является некорректным.
1. Результаты визуализации методом светового «ножа» и интерферометрическим методом
На рис. 1 (а, в, д, с) представлены фотографии течения паров ацетона для различных режимов и зон теплообмена, полученные методом светового «ножа». На рис. 1а представлена фотография установившегося течения в зоне испарения для режима 2 = 230 Вт, Re = 460, Rer = 30. Выявлено наличие жидкой фазы в паровом потоке. Треки капель визуализируют вихревые структуры. На выходе из испарителя (сечение и-и) обнаружено два поперечных вихря ^-валы), вращающихся по направлению вдув - отсос. Эти вихри создавали реальные гидродинамические границы, вдоль которых двигался основной поток
пара и поступал в конденсатор. Положение данных вихрей не зависело от тепловой нагрузки. В испарителе по ходу течения выявлены Z-валы в областях вдува от верхней и нижней поверхностей испарителя. Основной поток пара совершал синусоидальное движение между этими вихрями. В начале испарителя первый вихрь занимал все сечение парового канала. С увеличением осевого массопереноса по ходу потока размеры поперечных вихрей уменьшались и стабилизировались.
В динамике осредненное положение и размеры этих трех гидродинамических структур практически неизменны и разделяют пространство примерно поровну. Устойчивый размер вихревых структур можно принять равным У высоты канала 5.
На рис. 1 б представлены интерферограм-мы течения, совмещенные с соответствующими областями на верхней фотографии. Интерферог-раммы получены настройкой интерферометра Маха-Цендера на полосу бесконечной ширины. При такой настройке интерферометрическая картина визуализирует линии равной плотности. Следует особо отметить, что вихри, визуализируемые методом светового «ножа», не отображаются интерферограммой.
На выходе из испарителя осевой поток резко изменяется. Поперечные вихри практически мгновенно трансформируются в продольные Х-валы. Масштаб этих вихрей значительно меньше поперечных. Здесь же наблюдается резкий рост размеров и количества капель. В начале зоны конденсации интерферограмма изображает след от устойчивой области возвратно - вихревого течения (правый снимок, рис. 1 б). На фотографии эта область изображена темным клином (рис. 1 в). В нижней части снимка показан след повышенной концентрации капель, возникающий в области возрастающего градиента давления (дР/дХ) > 0. Далее, по ходу потока наблюдался рост капель и их выпадение на нижнюю поверхность конденсатора.
На рис. 1с представлен парокапельный поток при запуске ТТ. Разрывы потока и форма его границ обусловлены неустойчивой работой испарителя.
2. Обсуждение результатов 2.1 Определение вдуваемой массы
В измерительном плече интерферометра происходит суммирование всех оптических разностей фаз от объектов, попавших в объем све-
тового пучка. Интерферометрическая картина представляет собой линии равной плотности рабочей среды. Поэтому устойчивая по времени и пространству оптическая неоднородность должна соответствующим образом отражаться в этой картине. Однако этого не происходит.
В плоскость светового «ножа» толщиной 2 мм попадает небольшая часть объема рабо-
чей среды. В этой плоскости изображается срез Z-вала, который вдоль оси может иметь неустойчивую форму, изменяющуюся в пространстве и времени. По этой причине мы видим на фотографии вихрь, а на интерферограмме его изображения нет. Доказательством этому служит область устойчивого возвратно - вихревого течения, визуализируемая обоими методами рис. 1 (б,в).
Зона испарения 5
Зона конденсации
Рис. 1. а) визуализация оптических неоднородностей методом светового «ножа». Теплоноситель - ацетон. Тепловая нагрузка Q = 230 Вт. Совмещение фотографии с интерферограммой по сечению и-и, выхода из испарителя, В - вихри на выходе из испарителя, - синосиудальное движение основного потока; влажность в указанных областях: у1 ^ е = 3,8 %,у2 ^ е = 20 %; б) интерферограммы течения. Настройка интерферометра Маха-Цен-дера на полосу бесконечной ширины; в) зона конденсации, Д-область (СР/сК) > 0; г) интерферограмма течения в конденсаторе; д) движение капель в поле аэродинамических и гравитационных сил, тепловая нагрузка Q = 200 Вт; с) конденсатор, парокапельный поток при пуске ТТ на мощность Q = 230 Вт
По данным балансовых измерений для испарителя имеем: осевое число Рейнольдса Re = 460, радиальное Rer = 30. Следовательно, осевой поток необходимо считать ламинарным. На фотографиях оптического «ножа» видим упорядоченную вихревую структуру, а на ин-терферограмме - неупорядоченную. Данный факт указывает на то, что вдув пара оказывает сильное возмущающее действие на осевой ламинарный поток. Перенос тепла и массы в таком потоке определяется в основном конвекцией (вихрями), а не процессом молекулярной диффузии. Доказательством того, что такое вихревое течение ламинарное по существу, служит мгновенная перестройка вихревых структур на выходе из испарителя. Возмущения (пульсации), созданные процессом вдува, не возрастают по ходу потока, а подавляются вязкими силами. Один вид конвективных течений при вдуве (Z-валы в испарителе) сменяется на другой вид (Х-валы в конденсаторе) при отсосе.
Протяженность поперечного переноса моля в нашем случае обусловлена масштабом выявленных вихревых структур. По этой причине для дальнейшего анализа используем методы исследования, изложенные в полуэмпирической теории турбулентности (несмотря на то, что осевое число Рейнольдса явно указывает на ламинарное течение). Наиболее удобно воспользоваться длиной пути перемешивания, введенной Прандтлем.
Бай Ши-И [2] исследовал задачу о турбулентном перемешивании двух газов в плоском канале при постоянной температуре. Если течение стабилизировалось, то для осредненных параметров с учетом приближений пограничного слоя он приходит к следующим соотношениям для коэффициентов турбулентного обмена: для диффузии sc = lv', для вязкости s = lv , где ¡с - путь перемешивания для концентрации; l - для вязкости; v - пульсация скорости вдува.
Расчетным путем в [2] показано, что при е = 8с влияние разности плотностей двух газов на параметры перемешивания весьма незначительно.
В эксперименте поддерживалась высокая изотермичность теплообменных плит испарителя. Тогда, согласно [1], осуществлялся равномерный вдув (v = const). В таком процессе пульсации v вдуваемого потока должны быть максимальны вблизи фитиля и постоянны вдоль него
(v(X) = const). В поперечном направлении пульсации должны угасать за счет действия вязких сил, v(y) ^ 0. Такая картина качественно совпадает с результатами экспериментальных исследований Лауфера [9] по распределению турбулентных пульсаций в плоском канале. Плотности вдуваемого пара и основного потока практически равны. Геометрические размеры вихрей по ходу течения уменьшаются и стабилизируется в пределах /5. На этом основании можно положить, что ¡с = l = /5, е = ес = const. Не пренебрегая молекулярным переносом, коэффициент диффузии для потока в целом запишем так
sм +sc = 1/ 3(< u >Х + 5v') = const. Тогда для массообмена получим mu = const (dp/dY) = const* dS/dY, для теплообмена
q = r m = r const* dS/dY.
Ju и
AS/AY 6,0
4,0
2,0
1 1 1 1 1 1 1 1 1 ( 11 \ 1 V
к и II 91 / 1 / ^ 2 %
J 4 А А—А
0
10
20
X
Рис. 2. Оценка процессов вдува при Ти = const. Режим по рис.1: изменение градиентов оптических неоднород-ностей вдоль фитиля ТТ; 1 - Y = 0, 2 - Y = 1; выход их испарителя Х = 7,6, AS/AY, 1/мм
Следовательно, градиенты оптической неоднородности должны отражать процесс тепло- и массообмена в испарителе ТТ, рис. 2.
Расход массы вдуваемого пара в испарителе описывается как
m =
2fndn£J(2-f
г 1/2
_ 2nR _
P P
и n
JT Jt
V u V u
где Ри - давление насыщенного пара при температуре поверхности жидкости Ти; Рп - давление пара над поверхностью жидкости. Пар в испарителе ускоряется, давление пара по ходу потока падает на оси и над поверхностью жидкости, поэтому
Р Р( х)
и > «V '
JT Jr
\ и V и
0
и
q\/q0
0 2 4 6 X Рис. 3. Неравномерность тепло- и массообмена в испарителе; до при У = 0, д1 при У = 1
Отсюда следует, что изотермичность фитилей испарителя не обеспечивает равномерный вдув.
Производительность верхней плиты выше нижней. Данное обстоятельство отражает специфику плоских течений. В режимах, превышающих Reг > 6, значительны инерционные эффекты в паре. Тепловаянагрузкавэкспериментесоответствовала Reг = 30. Это и вызвало положительный градиент давления dP/dX > 0, который привел к возникновению зоны возвратно-вихревого течения в торце конденсатора. Фитиль ТТ разорван по краям рабочего участка окнами модели. Снабжение теплоносителем фитиля верхней плиты с нижней исключается. Через 15 минут после пуска в ТТ завершаются переходные процессы и зона возвратно-вихревого течения стабилизируется в виде сильно вытянутой вихревой структуры вдоль верхней поверхности конденсатора. Если в ТТ присутствует неконденсируемый газ, то этот процесс происходит быстрее. Отношение градиентов
(dS/dY)y = 1 / (dS/dY)y=о =
отражает разную производительность и неравномерность вдува от верхней и нижней плит в испарителе по совокупности всех физических процессов в ТТ, рис. 3.
2.2. Определение скорости гетерофазных флуктуаций
Причина возникновения капель в паровом потоке исследовалась в [3]. Интерферограм-мы течения влажного пара позволили определить распределение степени пересыщения пара в поперечных сечениях испарителя. Эти данные послужили основой для расчетной оценки скорости зародышеобразования по формулам (1, 2).
4паг2 |
J = рУ /(кТ)2 (1 / р'^2с /(пт) ехр <
2ац
р' пт 1п( р" / р;)'
3кТ
г =
кр
1п(р" / р") = (2а / Гр) = -
т
р "ЯТ
(1) (2)
Расчеты показали, что для достигнутой степени пересыщения пара на выходе из испарителя (Р "" /Р" "м) = 1,6 критический радиус капли, находящейся в термодинамическом равновесии с окружающим паром, равен гр = 22,3 Е, что соответствует содержанию в капле 160 молекул ацетона. Скорость образования таких капель из самих паров чрезвычайно мала: J = 2,7 Ч 10-13 [1/(м3 с)]. Значит, капли попали в паровой поток при испарении из фитиля. Размер капель, оцениваемый по фотографиям, превышал 50 мкм. Капли размером менее 22,3 Е труднодоступны для фотографирования. Рост капель в испарителе не наблюдался.
На выходе из испарителя поток обжимался вихревыми структурами до /45 размеров высоты канала. Плотность капель в этом сечении возрастала, что способствовало дальнейшему увеличению степени пересыщения пара. При попадании в зону теплоотвода (конденсатора) этот процесс обеспечил рост готовых капель. Наблюдаемое на фотографиях увеличение количества капель, очевидно, связано с ростом уже готовых ядер конденсации с г > гкр.
Следует заметить, что расчет кинетики ге-терофазных флуктуаций по методикам М. Фоль-мера [5] и других авторов не позволяет получить достоверные данные из-за большого количества допущений, не учитывающих тепловыделение при конденсации, начальное состояние капель -находится ли пар в перегретом, насыщенном или переохлажденном состоянии.
2.3. Результаты визуализации теневым методом
Теневые методы широко используются для изучения процессов возникновения ударных волн и скачков конденсации в сверхзвуковых потоках рис. 5, [4].
Рис. 4. Скачок оптических неоднородностей при пуске ТТ на установленную мощность в стационарном режиме Q = 230 Вт. Теплоноситель - ацетон. Т = 333 К,
Т = 293 К
к
Рис.
5. Скачок конденсации в сверхзвуковом потоке влажного пара (сопло Лаваля); влажность (1 - х) = 2,5 %, х - степень сухости, результаты из [4]
При пуске ТТ наблюдалась область значительных градиентов оптических неоднородностей на выходе из испарителя, рис. 4.
Подобная картина возникала при наблюдении этого процесса в интерферометре. В этом же месте возникала каустическая линия, из которой, как из источника, выходили интерференционные линии в сторону испарителя и конденсатора, приобретая в завершающей стадии пуска изображение интерферограммы в стационарном режиме.
Эйнштейн и Смолуховский [6] исследовали явление критической опалесценции - сильное рассеяние света в окрестности критической точки. Флуктуации плотности в окрестности критической точки становятся очень большими, так как дР/ду стремится к нулю. Этим объясняется критическая опалесценция. Линейный размер неоднородности становится больше длины волны X, и происходит сильное рассеяние света. Следовательно, картина, изображенная на рис. 4, отображает результат процесса объемной конденсации в паровом потоке.
В пусковой период паровой поток максимально пересыщен и переохлажден. В этот момент складывается благоприятная обстановка для возникновения ядер-зародышей новой фазы из самих молекул теплоносителя (гомогенная объемная конденсация). Если в результате флуктуации возникает димеризованная молекула, то необходимая степень пересыщения для развития спонтанной объемной конденсации резко падает. Так, например, необходимая степень пересыщения для возникновения спонтанной объемной конденсации из молекул ацетона, рассчитанная по формуле (2), равна х = (Р''/Р' '„) = 28, из димеризован-ных молекул - х = 4,22. Для очень малых капель г < 10Е Р. Толмин [9] получил выражение поправки для о, которое меньше ом для плоской капли: о/ом=1/([(1 + 2о/г)]. С учетом этой поправки для димеризованных молекул ацетона получим X = 2,38, что вполне достижимо в процессе пуска. При наличии капель, выброшенных из фитиля испарителя, этот процесс будет значительно облегчен.
На рис. 6 представлены результаты эксперимента по режиму рис. 1. Распределение давления пара в стационарном режиме качественно совпадает с распределением давлений в сверхзвуковом потоке влажного пара, рис. 7. Действительно, в нашем случае имеются признаки объемной конденсации на выходе из испарителя, рис. 1а, но без образования скачка конденсации.
Р/Р .
1,0
0,9
0,8
к 3,4 — 4 5
А -Г = 0 о -Г = 1 <А - Р''/Р "и АА - г/г„
1 1 АЧа-А 3
0,7
0 5 10 X
Рис. 6. Распределение параметров влажного пара вдоль нижней У = 0 и верхней У = 1 поверхностей фитиля НТТ. Теплоноситель - ацетон. Режим Q = 230 Вт. 1-2 - распределение относительного дав-ления Р' '/Р' ' и, 1 - У = =1, 2 - У = 0, по результатам расшифровки интерфе-рограмм 3-4 - относительной температуры Т'/Т'и, 3 - У=1, 4 - У=0 по результатам расшифровки интерфе-рограмм; 5 - относительное давление Р''/Р'' по расчету. Х = 7,6 - выход из испарителя, показан пунктиром
Р/Р,
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
Г Ск
ш
0
2 1 0 1 2 3
Рис. 7. Изменение относительного давления в сверхзвуковом потоке водяного пара. Сопло Лаваля. 1/d = 0 - срез сопла. Данные работы [4]. Ск-скачки конденсации: о -перегретый пар на оси; • - влажный пар на оси,у = 3 %; А - влажный пар на оси, у = 14 %. (1 - х) = у - степень влажности
г, °С
400
0 15 30п
Рис. 8. Фрагмент нестационарного температурного поля при пуске натриевой ТТ из замороженного состояния теплоносителя. Запуск ТТ осуществлялся при установленной мощности радиационного нагревателя N = 1700 Вт. В конденсаторе - радиационный сброс тепла на охлаждаемые стенки вакуумной камеры. После переходных процессов произошло восстановление работоспособности ТТ. 1-4 - номера термопар, расположенных в испарителе; 6-11 - номера термопар в конденсаторе; г, оС; т = п х 31,4 с
Это означает, что необходимая степень пересыщения для скачка конденсации в стационарном режиме не была достигнута.
2.4. Потери энергии в скачке конденсации
В энергетических силовых установках основной причиной возникновения скачков конденсации является переохлаждение сверхзвукового парового потока. Эти процессы достаточно хорошо изучены [4]. В ТТ предыстория возникновения скачка конденсации иная. В испарителе пар пересыщен процессом вдува и обогащен капельками жидкой фазы. Перед входом в зону конденсации паровой поток обжимается вихрями. Возникает диффузорно - конфузорное течение дозвукового потока в НТТ. Такое воздействие увеличивает концентрацию капель, значит, пересыщение и влажность возрастают по ходу потока. На выходе из испарителя изменяется знак расходного воздействия (и теплового), что создает необходимую степень пересыщения для развития конденсационного скачка.
В жидкометаллических ТТ границы, создаваемые вихрями, в пределах которых ускоряется сверхзвуковой поток, подобны соплу Лаваля. Ван-Андел [7] предположил возможное уменьшение критического сечения в круглой трубе и предложил ввести для расчета звукового предела переносимой мощности коэффициент 0,4. Вопрос о возможности запирания потока в критическом сечении вследствие образования скачка конденсации проанализированы Леви [7]. Из его анализа следует, что скачок конденсации происходит при достижении М = 1,25, то есть в зоне конденсации в диапазоне температур от 475° до 650°С. На рис. 8 представлен срыв запуска жидкометаллической ТТ из замороженного состояния теплоносителя. Нестационарное поле температур показывает осушение стенки испарителя, временное прекращение его работы, а затем восстановление работоспособности ТТ. Причиной срыва запуска явилось нарушение соотношения между движущим капиллярным напором и потерями на трение в парожид-костном потоке АР < (АР + АР ). По характеру
кап 4 п ж' г г
нестационарного температурного поля становится очевидным, что потери в паре стали основной причиной срыва запуска. Кратковременное прекращение работы испарителя создало благоприятную обстановку для восстановления работоспособности, так как в этот момент исчезли потери в паре. После этого капиллярный напор обеспечил приток
жидкого теплоносителя на перегретую стенку ТТ. Теперь есть все основания полагать, что причиной срыва явились не вязкие ограничения, так как температура конденсатора перед срывом была на уровне 425°С (выше этой температуры наблюдается сплошное течение), а другая причина. Этой причиной мог быть конденсационный скачок.
Влияние скачка конденсации на дозвуковой поток совершенно иное, чем на сверхзвуковой поток. Это объясняет теорема обращения воздействий Вулиса. Тем не менее, потери полного давления в паре имеют место в обоих случаях.
Со скачком конденсации в потоке пересыщенного и переохлажденного пара возникают разные виды потерь: потери от переохлаждения, волновые потери (для сверхзвукового потока), потери на трение частиц в двухфазном потоке. Потери от переохлаждения связаны с уменьшением располагаемой кинетической энергии по сравнению с равновесным процессом расширения в зоне влажного пара и необратимостью процессов изменения термодинамических параметров.
Потери энергии в конденсационном скачке можно найти, определив располагаемый перепад энтальпий перед скачком в потоке пересыщенного пара Н01 и за скачком Н02 по результатам расшифровки интерферограмм для НТТ. Для жидкометал-лической ТТ - расчетным путем. Коэффициент потерь энергии в скачке конденсации будет
Z = 1 - Но/ H0l).
2.5. Сопоставление экспериментальных данных, полученных в НТТ, с экспериментальными данными, полученными для натриевой ТТ
Реализовать запуск ТТ можно тремя способами: ударный запуск Q = Q = const, плав-
^ J ^ и ^ стац
ный запуск - Qu = ft), прогрев всей ТТ с последующим теплоотводом в конденсаторе Qk = Qcmaif = = const. Предпочтителен первый способ.
На рис. 1с представлен парокапельный поток при запуске ТТ первым способом. Разрывы потока и форма его границ обусловлены неустойчивой работой испарителя. В процессе пуска наблюдались интенсивные пульсации под составным фитилем с частичным осушением его и выбросом капель в паровой поток испарителя. С увеличением теплоподвода возрастала частота и амплитуда пульсаций. Фронт жидкой пленки двигался в сторону конденсатора и являлся источником интенсивного выброса капель. После
осушения значительной части фитиля испарителя ~ 60 % фронт возвращался в исходное состояние, завершая период автоколебательного процесса.
На рис. 8 представлен фрагмент нестационарного температурного поля при запуске натриевой ТТ первым способом. Момент срыва показан пунктиром. Показания 10 и 11 термопар, расположенных в конце конденсатора, отражают в этот момент интенсивный теплоприток, что может быть объяснено попаданием в эту область капель, выброшенных испарителем. На рис. 9 представлено нестационарное температурное поле при запуске ТТ с плавным нарастанием подводимой к испарителю тепловой мощности. В области, отмеченной кружком, нетрудно заметить, что термопары 16-18, расположенные за 15 термопарой (ближе к концу зоны конденсации), показывают более высокую температуру в процессе пуска. Относительное расположение этих термопар приблизительно такое же, как и в области Д, отмеченной на рис. 1в. Возможно, здесь имеет место совпадающий эффект повышенного теплоподвода от выпадающих капель из парокапельного потока на нижнюю часть ТТ, подобно тому как это происходило в НТТ, см. рис. 1, область Д. В правом верхнем углу жирным пунктиром показана граница, выше которой происходил срыв запуска ТТ.
I,
400
300
200
100
N, кВт
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65 70 75 80 85 n0
Рис. 9. Нестационарное температурное поле при плавном пуске натриевой ТТ из замороженного состояния теплоносителя. Г, оС, т = п х 31,4 с, п - номер цикла измерений, М, кВт. В правом верхнем углу жирным пунктиром указана граница, выше которой происходит срыв запуска ТТ
Значительные перегревы зоны испарения перед срывом могли вызвать выброс капель из фитиля испарителя натриевой ТТ аналогично тому, как это происходило в НТТ. Наличие таких капель облегчает процесс зарождения новых
ядер конденсации и способствует развитию скачка конденсации.
Выводы
1. Интерферометрическим методом выявлены распределения плотности влажного пара в нестационарных условиях [4].
2. Методом светового «ножа» обнаружены частицы жидкой фазы в паровом потоке НУГ. Tре-ки этих частиц позволили обнаружить и изучить вихревые структуры в испарителе и конденсаторе TT. Установлен факт гетерогенной объемной конденсации в паровом потоке в стационарном режиме.
3. Выявлен скачок объемной конденсации при пуске НTT.
4. Основным фактором зарождения процессов объемной конденсации явились капли, выброшенные из фитиля испарителя.
5. Разработаны и реализованы методы расшифровки интерферограмм.
6. Получены распределения степени пересыщения парового потока поперек и по ходу течения пара в TT.
7. Объективная оценка параметров состояния парового потока должна включать два независимых параметра:
- степень пересыщения пара Р
- влажность пара у = (1 - х).
Библиографический список
1. Жидкометаллические теплоносители тепловых труб и энергетических установок / П.И. Быстров, Д.Н. Каган, Г.А. Кречетова и др. - М.: Наука, 1988. - 2б3 с. ISBN 5-02- 00б5888-9.
2. Бай Ши-И. Tурбулентное течение жидкостей и газов / Бай Ши-И. - М.: Изд-во иностр. литер. 19б2. - 344 с.
3. Шульц, А.Н. Механизмы переноса тепла, массы и импульса в испарительно-конденсационных теплообменниках / А.Н. Шульц // Лесной вестник. - 2000. - № 2(11).
- С. 32-38.
4. Дейч, М.Е. Газодинамика двухфазных сред / М.Е. Дейч, Г.А. Филиппов. - М.: Энергия, 19б8. - 422 с.
5. Вегенер, П.П. Конденсация в сверхзвуковых и гиперзвуковых аэродинамических трубах / П.П. Вегенер, Л.М. Мак // Проблемы механики. - Вып. III. - М.: Изд-во иностр. лит, 19б1.
6. Сивухин, Д.В. Общий курс физики. Оптика: учебное пособие. - 2-е изд., иснр / Д.В. Сивухин. - М.: Наука, 1985.
- 752 с.
7. Ивановский, М.Н. Физические основы тепловых труб / М.Н. Ивановский, В.П. Сорокин, И.В. Ягодкин. - М., 1978.
8. Tolmin R. C., J. Chem. Phys., 1949. № 17.
9. Laufer J., Investigation of turbulent flow in a two dimensional chanel, NASA TN № 2123, also TR 1053, 1951.
4
