Григорьев В.А., Павлов Ю.М., Аметистов Е.В. Кипение криогенных жидкостей

Подождите немного. Документ загружается.

усиленных гравитационных полей [151]. В настоящее время это урав-

нение может быть рекомендовано для расчета теплоотдачи при пленоч-

ном кипении на горизонтальных цилиндрах, за исключением особых

случаев, которые будут рассмотренны ниже. Отметим также, что в [87]

на основе данных [439, 470] предложена корреляция, описывающая

экспериментальные данные по кипению метана при повышенных давле-

ниях с помощью формулы, весьма близкой к формуле (5-6), в которой

число Кар заменено на множитель КавТг-^, где Тг^Гв/Гкр-

Авторы работы [14] предложили способ расчета теплоотдачи при

пленочном кипении на основе методов теории подобия, используя экспе-

риментально установленный факт, что при достаточно больших тепло-

вых нагрузках коэффициенты теплоотдачи при пленочном кипении на

поверхностях вертикальных и горизонтальных трубок не отличаются

друг от друга. Они [14] считают, что в общем случае в паровой пленке

могут наблюдаться три режима течения, в соответствии с чем они вы-

деляют три зоны:

1. Рбд - ^,^„<18 — существует лишь ламинарный режим и

1/4

(5-8)

где р=0,72-^1,02.

2. 18<Кел<500 —на теплоотдачу оказывают влияние как ламинар-

ный, так и турбулентный режимы течения и

Оо \

(5-9)

где Кекр^18; олам рассчитывается по формуле (5-8), а атурб —по фор-

муле (5-10), предназначенной для длинных вертикальных поверхностей.

3. Ке1)^500 — турбулентный режим течения

при

0,28

0,01 Оа

Р'

0,57

При Оа^

>1.4-10'.

(5-10)

Такой подход к расчету теплоотдачи при пленочном кипении прием-

лем для вертикальных, но никак не для горизонтальных поверхностей,

у которых важную роль, кроме режима течения, играет механизм отво-

да пара. Кроме того, недостаточно обосновано исключение из числа

определяющих величин безразмерного комплекса г/с^ДГ для неболь-

ших тепловых потоков.

В работе [19] приводятся данные по пленочному кипению азота

на трубах диаметрами от 4 до 85 мм (/кр/^)=1,7^0,08). Для определе-

ния границы зоны автомодельности коэффициента теплоотдачи относи-

тельно диаметра авторы предлагают принять число Кав равным 2,5X

ХЮ®. Выбор числа Кав для этой цели вряд ли оправдан, поскольку

он определяет омену режимов течения в пленке, а не смену режимов

движения поверхности раздела, определяемую отношением /„р/0. Об

этом говорит и тот факт, что положение границы зоны автомодельно-

сти не зависит от температурного напора, в то время как число Кав

является функцией АТ.

В работе [114], опубликованной в 1970 г., изучался механизм от-

вода пара при пленочном кипении органических жидкостей в усилен-

ных гравитационных полях (§'/^„=1-^81) и в широком диапазоне из-

184

менения безразмерного диаметра нагревателя /кр/1). Авторы выделяют

следующие зоны:

1. ^ > 45 — механизм удаления пара целиком определяется про-

цессом слияния отдельных пузырей;

2. 3,545 — механизм удаления пара определяется развитием

тейлоровской неустойчивости;

3. ^ < 3,5 — происходит нарушение регулярности процесса ввиду

возникновения поперечных волн. Следует отметить, что границы зон,

указанные авторами [114], отличаются от предложенных Б. Брином и

Д. Вествотером.

Во всех рассмотренных работах пленочное кипение исследовалось

на достаточно гладких поверхностях нагрева, изготовленных из мате-

риалов с высокими значениями комплекса у/Лср. В последние годы

в связи с необходимостью решения задачи интенсификации процесса

захолаживания различных криогенных систем широко проводятся иссле-

дования теплоотдачи при пленочном кипении с применением покрытии

из пористых или низкотеплопроводных материалов. Так, например,

в статье [138] представлены данные по кипению двуокиси углерода на

поверхности медной трубки, покрытой пористым никелем. Зафиксиро-

ванное в этой работе значительное возрастание коэффициента теплоот-

дачи при кипении на поверхности с покрытием по сравнению с коэффи-

циентом теплоотдачи при кипении на гладкой поверхности объясняется

тем, что наличие пор в материале поверхности нагрева приводит к раз-

рушению ламинарного парового подслоя.

В работе [66] экспериментально установлен факт уменьшения тол-

щины паровой пленки на трубке с низкотеплопроводным покрытием по

сравнению с поверхностью без покрытия, что приводит к существенному

увеличению коэффициента теплоотдачи в пленочной области кипения.

Вопрос о влиянии теплофизических свойств материала поверхности на-

грева на интенсивность теплообмена при пленочном кипении и связан-

ная с этим проблема интенсификации теплообмена путем нанесения на

поверхность нагрева низкотеплопроводных покрытий являются чрезвы-

чайно актуальными. Вместе с тем выполненные до настоящего времени

исследования недостаточны для однозначного ответа на многие вопросы,

возникающие при решении задачи о влиянии теплофизических свойств

материала поверхности нагрева на интенсивность пленочного кипения.

5-2. КИПЕНИЕ НА ВЕРТИКАЛЬНЫХ ПОВЕРХНОСТЯХ НАГРЕВА

По аналогии с теорией для горизонтального цилиндра для расчета

теплоотдачи при пленочном кипении на вертикальной поверхности

Л. Бромли [242] предложил формулу

или в безразмерной форме

1ггу, (р'-р")^ГзффС"р-

ЫТ Рг"

1/4

(5-11)

= (5-12

185

иднако автору ввиду отсутствия опытных данных не удалось про-

вести сравнение с экспериментом и определить значения констант. Из-

вестен и ряд других решений тепловой задачи о ламинарной паровой

пленке на вертикальной пластине, в том числе с учетом теплообмена

излучением [ 16, 251]

Опубликованные У. Сю и Д. Вествотером [354] данные по кипению

органических жидкостей на вертикальных трубках высотой от 66 до

165 мм заметно расходятся с теоретическими предсказаниями Л. Бром-

ли. Причина этого расхождения была установлена У. Ченгом [258].

У. Ченг [258] первым указал на аналогию между процессами сво-

бодной конвекции и пленочного кипения на вертикальной поверхности.

Он предложил использовать при расчете теплоотдачи на невысоких

поверхностях известную формулу для свободной конвекции

Ки1,=0,72(аг*Рг*)1^ (5-13)

в которой величина р в числе Грасгофа заменена на величину

(р'—р") /р", а в числе Прандтля использован «эффективный коэффици-

ент температуропроводности»

2г?

8фф— . (5-14)

Формула (5-13), которая фактически сводится к фор!муле (5-12),

справедлива для ламинарного режима течения в паровой пленке и глад-

кой поверхности раздела фаз. При увеличении высоты поверхности

сверх критической, характеризующей развитие турбулентного течения,

теплоотдача в верхней части может быть рассчитана по формуле

Ыиь=0,234(Ог*Рг*)1/з (5-15)

или

= 0,295 (5-16)

Вместе с тем У. Ченгу не удалось определить величину критической

высоты, соответствующей переходу к турбулентному режиму течения,

и провести экспериментальную проверку своей теории ввиду отсутствия

опытных данных.

У. Сю и Д. Вествотер [354] рассматривали модель, состоящую из

ламинарного начального участка и участка, включающего ламинарный

подслой и турбулентное ядро. Считая основным термическим сопротив-

лением сопротивление ламинарного подслоя и определяя его толщину

из совместного решения уравнений движения и энергии, авторы полу-

чили следующее выражение для среднего по высоте коэффициента

теплоотдачи:

1/2

У лам

3/2 I

, (5-17)

где А — сложная функция теплофизических свойств и режимных пара-

метров; улам —толщина паровой пленки при переходе к турбулентному

течению.

* Как показали результаты работы [240], перенос теплоты излучением при пле-

ночном кипении любых криогенных жидкостей при температуре поверхности нагрева

приблизительно до 400 К не превышает 5% общего теплового потока, т. е. влияние

теплового излучения в этом случае весьма незначительно (в особенности для гелия) и

им можно пренебречь.

186

Уравнение (5-17) довольно громоздко и трудноприменимо для рас-

четов. Кроме того, видно, что коэффициент теплоотдачи, полученный из

этого уравнения, является функцией высоты поверхности, что противо-

речит экспериментальным данным [11, 264, 303]. Авторы [354] на осно-

ве чисто гидродинамического подхода оценили также значение крити-

ческого числа Рейнольдса

Кекр = %^ = 100. (5-18)

где ш — максимальная скорость пара в сечении, находящемся на рас-

стоянии 1лам от нижнего среза.

Указанное значение Кекр соответствует высоте ламинарного участ-

ка около 10 мм (для азота приблизительно 9 мм, воды примерно 25 мм

при Д7'=2АГ„р2). Следует отметить, что У. Сю и Д. Вествотер рассма-

тривали паровую пленку с гладкой поверхностью раздела, в то время

как в реальных условиях при наличии волнового движения переход

к турбулентному течению происходит, очевидно, при меньших значениях

числа Ке.

Д. А. Лабунцов [102] выразил сомнение в правомерности примене-

ния двухслойной модели, используемой авторами [354], поскольку та-

кая модель в большей степени соответствует гидродинамической кар-

тине, возникаюш,ей при течении в каналах, а не при наличии свободной

поверхности раздела, характеризующейся пульсирующим, волновым

движением. Автор работы [102] предложил для расчета теплоотдачи

формулу

Ыи^ = 0,25[ааРг"(р7р" - 1)]"^, (5-19)

отличающуюся от формулы (5-16) лишь константой, скорректирован-

ной по экспериментальным данным, и отсутствием комплекса

В работах [13, 14] авторы предлагают в качестве характерного

размера выбирать не высоту поверхности нагрева, а толщину паровой

пленки, которую они определили на основе собственных экспериментов

[12] как

= 26 V „ 1'!" . (5-20)

В этом случае опытные точки аппроксимируются следующи.ми

уравнениями:

Ыи, = 0,28 Оа^^^у-'^при

Ю^

< Оа ^^^ < 1.4-10^ (5-21)

V Р / Р

Ыи, = 0.01 (Оа ^ при Оа 1.4-10'. (5-22)

Проводя аналогию между процессами пленочного кипения и тече-

ния газа и жидкости в плоских каналах, эти авторы также получили

аналитическое выражение для коэффициента теплоотдачи, которое весь-

ма близко к соотношению (5-21). На рис. 5-2 приводится сравнение

зависимостей (5-21) и (5-22) с данными разных исследователей для

различных жидкостей, высот поверхностей нагрева и давлений.

Указанные зависимости справедливы при Кеь=^^/^р"V">500, ког-

да перестает сказываться влияние начального ламинарного участка.

Кинематографическое исследование процесса, проведенное в рабо-

те [76], с одной стороны, подтвердило аналогию между пленочным

187

кипением и завихренным движением газа в щели, т. е. справедливость

общего подхода авторов работ [14, 102, 258]. Однако, с другой сторо-

ны, оказалось, что толщина паровой пленки зависит от высоты поверх-

ности нагрева, причем что противоречит формуле (5-20), где

Выбор общей толщины паровой пленки в качестве характер-

ного размера не является оправданным, поскольку определяющим тер-

мическим сопротивлением, как указано в той же работе [14], является

ламинарный подслой, составляющий весьма малую часть общей толщи-

ны пленки. Кроме того, выбор в формулах (5-21) и (5-22) температуры

насыщения в качестве определяющей температуры не учитывает измене-

нения физических свойств пара по толщине пленки, что при высоких

П—I—I I I I 1С

• -5

Д-7

10"

10'

Рис. 5-2. Обобщение экоперимеятальных данных по пленочному кипению на верти-

кальных поверхностях [13, 14].

/ — метиловый спирт; 2 — ССи; 3 — этиловый спирт; 4—бензол; 5 —этиловый спирт; р=

= 1,01-10= Па; 5 — этиловый спирт, р=5,06 • 10= Па; 7 —этиловый спирт, р=.10,13-10' Па; сплошная

линия — уравнения (5-21) и (5-22).

температурных напорах может внести заметную ошибку в расчеты.

Отмеченные обстоятельства, естественно, вызывают сомнения в право-

мерности обобщений, проведенных в [13 и 14].

В последние годы появились работы [165, 280], в которых рассма-

тривается влияние колебаний границы раздела пар —жидкость на

интенсивность теплоотдачи при пленочном кипении на вертикальной

поверхности. Так, авторы работы [165] проводили определение местной

плотности теплового потока при кипении азота стационарным и неста-

ционарным методами и пришли к следующим выводам:

1) зависимость величины ^ от высоты поверхности нагрева при раз-

витом турбулентном движении изменяется не монотонно, а проходит

через минимум на начальном участке;

2) закон волнового движения поверхности раздела фаз отличен от

синусоидального;

3) амплитуда поверхностных волн возрастает с увеличением вы-

соты;

4) изменение ^ по высоте не может быть описано ни ламинарной

[242], ни турбулентной [354] моделями с гладкой поверхностью разде-

ла фаз.

Авторы работы [165] провели аналитическое исследование процес-

са с помощью ЭЦВМ, позволившее записать член, учитывающий интен-

188

сификацию теплоотдачи за счет волнообразования на поверхности,

в следующем виде:

С'= 0,548 (5-23)

Полученный результат говорит о том, что уровень теплообмена

при пленочном кипении на вертикальной поверхности в значительной

мере зависит от колебаний границы раздела пар — жидкость.

Отметим, что вывод 2 авторов [165] противоречит результатам

работы [76], а вывод 1 вообще не -согласуется ни с одной известной

работой (например, [И, 264, 303]).

Помимо рассмотренной работы [165], локальная плотность тепло-

вого потока при пленочном кипении азота измерялась также авторами

472 на поверхности нагрева больщей длины (250 мм). Результаты

472] находятся в полном противоречии с опытными данными работы

^165] — местные коэффициенты теплоотдачи и температурные напоры

изменяются соответственно пропорционально и т. е. описыва-

ются уравнением Л. Бромли для ламинарной паровой пленки. Этот

вывод следует признать ошибочным, поскольку даже верхний предел

длины ламинарного участка не превыщает 9 мм, что значительно мень-

ше высоты поверхности, использованной авторами работы [472].

5-3. КИПЕНИЕ НА СФЕРАХ

Т. Мерт и Д. Кларк [128] представили данные по кипению азота

на поверхности медных сфер диаметрами 12,7 и 25,4 мм при нормаль-

ной и пониженной силе тяжести. Коэффициент теплоотдачи при пле-

ночном кипении в диапазоне 0,01<^/^н<1 оказался пропорциональным

(ё'/Ян)^'^ а изменение диаметра сферы не оказывало заметного влияния

на интенсивность теплоотдачи. Это дало основание Т. Мерту и Д. Клар-

ку представить уравнение подобия в виде, который обычно применяется

при описании турбулентной свободной конвекции, т. е.

(5-24)

Сравнивая зависимость (5-24) с соотношением Л. Бромли (5-2),

авторы пришли к выводу, что турбулентный режим развивается при

значениях Ка1)>5-10^.

Т. Фредеркинг и Д. Кларк [311] теоретически рассмотрели тепло-

отдачу в случае кипения на сфере при наличии ламинарной пленки па-

ра с гладкой поверхностью раздела фаз. Как и следовало ожидать,

конечный результат, записанный в безразмерном виде, отличается от

формулы (5-2) лишь значением численной константы

Кид=0.59Ка)/\ (5-25)

При выводе соотношения (5-25) авторы работы [311] не учитывали

влияния инерционного члена в уравнении движения, в то время как

в [34] показано, что отношение коэффициентов теплоотдачи, получен-

ных в результате учета только вязкостных и только инерционных сил,

может быть около единицы. Действительно,

Рг"(^ + 0,5

рДТ-

(5-26)

КрО|ме того, результаты расчета по уравнению (5-25) не согласу-

ются с экспериментальными данными [128

, вследствие чего авторы ра-

189

боты [311] пришли к выводу, что при пленочном кипении на сфере

больших размеров следует применять выражение, аналогичное уравне-

нию (5-24).

Позднее, в работе [309], были опубликованы данные по кипению

азота и гелия на сферах диаметрами 6,35 и 9,53 мм. Оказалось, что

при значениях числа Кав<5-10^ экспериментальные данные по гелию

хорошо согласуются с данными расчета по формуле (5-25) с числовым

коэффициентом, равным 0,67, т. е. можно предполагать существование

ламинарного режима течения в паровой пленке. Сделанные авторами

[309] фотографии процесса позволяют считать, что при кипении азота

даже на сфере минимального размера развивается турбулентный ре-

жим, причем средние значения толщины паровой пленки значительно

превышают значения, рассчитанные по уравнению (5-25).

^МПд

А —

ХУ

'Т

•

1=3

« > - 1 г ] —Я

(

•>-г п -7

*-3 о -8

•>-г п -7

*-3 о -8

/у

1я

{

•>-г п -7

*-3 о -8

Ю'

10^ г

6 ю'' г Ч 6 10^ г 1- в Ю^ г ^^ б

Ю^'

• 10'

Рис. 5-3. Обобщение экспериментальных данных по пленочному кипению на сфери-

ческих поверхностях.

[309]: / — азот, й=9,53 мм; 2 — азот, й-6,35 мм; 3 —гелий, й—9,53 мм; —гелий, й - 6,35 мм; [86]:

5 —азот, й=25,4 мм; 6 — азот, й-12,7 мм; 7 — азот, й=6,35 мм; [18]; 8 —вода, <1-59,7 мм; [133:

9 — азот, сг=76,2 мм; I — по уравнению (5-25); // —(5-24).

Экспериментальные данные по пленочному кипению азота при дав-

лениях приблизительно 1,0Ы05; 3,04'105 и 5,1-105 Па на сферах диа-

метрами 6,35; 12,7; 25,4 и 76,2 мм можно найти также в работах [86,

133]. Сопоставление некоторых опытных данных с соотношениями

(5-24) и (5-25) приведено на рис. 5-3.

Очевидно, что при малых диаметрах сферы должно наблюдаться

влияние кривизны теплоотдающей поверхности на интенсивность теп-

лоотдачи. На этот факт обратили внимание авторы работы [342],

изучавшие кипение азота на сферах диаметром: от 0,397 до 12,7 мм.

Оказалось, что при значениях числа Во<30 имеется существенное

расхождение между экспериментальными данными и асимптотическим

решением Фредеркинга — Кларка (5-25). Авторы [342] представили

теоретическое интерполяционное соотношение для сферических поверх-

ностей нагрева, аналогичное соотношению Брина — Вествотера (5-4)

для горизонтальных цилиндров:

— 2

Кэд О (Во)

1/4

+ [0.177 УШ)'созес 6] X

Х(1 + со5б). (5-27)

где С (Во) — некоторая функция числа Во;

— угол, характеризующий

часть поверхности, занятую гладкой паровой пленкой.

190

Это соотношение получено для ламинарного режима течения в па-

ровой пленке, и поэтому его применение для обобщения данных по-

кипению на больших сферах, например, в работе [133] вызывает воз-

ражение. В то же время асимптотический вариант формулы (5-27) для

малых значений числа Во, очевидно, соответствует реальной картине

процесса, т. е. при Во<30

Ыи^ = 3 + Во''^ Г + 0.177 ) ' (5-28>

5-4. ТЕПЛООТДАЧА ПРИ КИПЕНИИ НА ПЛОСКИХ ГОРИЗОНТАЛЬНЫХ

ПОВЕРХНОСТЯХ НАГРЕВА

В уже упомянутой статье [258] У. Ченг, предполагая аналогию-

между процессами свободной конвекции и пленочного кипения на го-

ризонтальной пластине, получил следующее соотношение для коэффи-

циента теплоотдачи:

1/3

или

= 0,295

Кр

(5-29)

(5-30)

где «эффективный коэффициент температуропроводности» а"эфф рас-

считывается по формуле (5-14). В своем анализе У. Ченг рассматривал

горизонтальный слой пара, периодически разрушающийся под влиянием

образующихся на его поверхности стоячих волн. Действительная физи-

ческая картина пленочного кипения на горизонтальной поверхности

была выявлена в более поздних работах [185, 380].

П. Беренсон [9] в своем анализе использовал теорию неустойчи-

вости Тейлора, считая нестабильность поверхности раздела фаз един-

ственной причиной образования пузырей. Основные допущения, сделан-

ные автором:

1) течение пара в пленке ламинарное; 2) расстояния между пузы-

рями, располагающимися по вершинам квадратных ячеек, равны /с;

3) в каждой ячейке одновременно образуются два пузыря; 4) расстоя-

ния между пузырями не зависят ни от толщины пленки, ни от скорости

пара.

Условие 3 кажется весьма искусственным, а последнее условие на-

лагает существенные ограничения на область применения теории, по-

скольку строго выполняется лишь при тепловых потоках, близких к ми-

нимальным. Итоговое выражение, полученное П. Беренсоном, отличает-

ся от уравнения Л. Бромли численной константой и характерным раз-

мером, в качестве которого выбирается величина

5 (Р' - Р")

а =0,425

или в безразмерном виде

А" 'Гзфр"(Р'-Р")

•

р") ^

1/4

Ыи,= 0.672

'кр

(5-31)

(5-32)

191

Здесь в качестве определяющего выбран размер критической дли-

ны волны неустойчивости по Тейлору

кр

= 271]/ ^

(5-33)

Е. Рукенштейн [463] пытается учесть процесс роста парового

пузыря за счет подвода пара в отличие от модели П. Беренсона, в ко-

торой пузыри растут только за счет нестабильности поверхности раз-

дела. В результате получается соотношение, отличающееся от соотно-

шения (5-31) лишь величиной численной константы, которая в свою

3.0

•

тЯ

о -3

•

. ^ -

ю^ т' 10^ ю' 70" т' т" ю^

^ ®

а-/

ш-1

в-^

а-ч-

1 1

м И!

1 1111111

10'

Ю'

Рис. 5-4. Сравнение расчетных соотношений с экспериментальными данными по пле-

ночному кипению на горизонтальной ловерхноста [314].

/ — азот; 2 —гелий; 3 —вода; 4 — фреон; 5 — СС14; / — по уравнению (5-32); //—(5-34).

Рис. 5-5. Обобщение экспериментальных данных по пленочному кипению азота на

горизонтальной пластиае при различных давлениях и величинах [86].

/-Р=1,0Ы0= Па, 11=1; 2-р=1,01-1№ Па, Т1-0.16; 3 - р=5,06

•

10= Па, 11-1; 4 -

р=Ъ,ОЪ •

\№ Па,

г]=-0,16; сплошная линия — по уравнению (5-35).

очередь является функцией начального и конечного радиусов парового

пузыря, а такж.е наиболее вероятной длины волны. К сожалению, не

все эти величины могут быть определены в настоящее время и поэтому

значение константы не может быть вычислено достаточно точно. Следо-

вательно, формулу Е. Рукенштейна нельзя рекомендовать для количе-

ственных оценок.

Е. Хослер и Д. Вествотер [185] провели экспериментальное иссле-

дование кипения воды и фреона-11 на горизонтальной плите больших

размеров (203X203 мм) с целью проверки соотношений У. Ченга и

П. Беренсона [9, 258]. Ввиду существенного разброса данных (более

100% для воды) можно не согласиться с точкой зрения авторов, счи-

тающих свои опытные данные подтверждением теории П. Беренсона.

На наш взгляд, значительно больший интерес представляют данные

кинематографического исследования [185]. Они показали, что кипение

на плоских нагревателях в отличие от кипения на горизонтальных ци-

линдрах носит непериодический характер, среднее расстояние между

пузырями равно наиболее вероятной длине волны, отрывной диаметр

3 , ,

пузырей составляет примерно (это значение, возможно, не явля-

ется точным, поскольку киносъемка производилась сверху и точное

192

определение момента отрыва весьма затруднительно;. осе это дает

основания считать применение теории Тейлора оправданным.

К подобным выводам пришли и авторы [380], изучавшие кипение

фреона-113 на поверхности сплющенных трубок различной ширины.

Наблюдаемая непериодичность процесса связывается с наличием турбу-

лентного движения в паровой пленке, что, на наш взгляд, ставит под

сомнение возможность использования формулы (5-32), полученной для

ламинарного режима. Авторы работы [380] впервые обратили внимание

на то, что интенсивность теплообмена зависит от размера поверхности

нагрева, однако обобщения данных не проводилось.

Вт/м^

х10

•

©р

к.

> ®

•

® •

в '

•

Э-/ @-

1-2 ®-

•

Э-/ @-

1-2 ®-

(

Э-/ @-

1-2 ®-

Э-/ @-

1-2 ®-

&Т

0,8

0,6

6 10' в 70^

Рис. 5-6. Влияние размера горизонтально расположенного торца медного стержня на

теплоотдачу при кипении азота [89].

/ —сг=8 мм, Л=257 Вт/(м-К); 2—12 мм, Я=292 Вт/(м • К); 3—18 мм, Я=200 Вт/(м • К); 4 — 22 мм,

Я=200 Вт/(м-К); 5 — 28 мм, Я,=200 Вт/(м • К); 5 — 36 мм, Я,-200 Вт/(м-К); / — соответствует кри-

зисам кипения. Обработка поверхности по 6-му классу чистоты, мкм.

Кипение азота на плоской поверхности размером 25x89 мм изуча-

лось в работе [469], авторы которой также высказывают предположение

о зависимости интенсивности теплообмена от размера поверхности при

приближении последнего к величине критической длины волны. Т. Фре-

деркинг с сотрудниками [314] представил полученные нестационарным

методом данные по кипению гелия и азота на горизонтальной поверх-

ности диаметром 4,8 мм. Анализируя эти результаты, а также данные

[185 и 220], авторы пришли к выводу о необходимости использования

соотношения (рис. 5-4)

Ми, =0,20 На'/', (5-34)

"Р 'кр

по форме аналогичное уравнению У. Ченга (5-30). Однако большой

разброс данных в области высоких значений Каг^^^ не позволяет одно-

значно определить, какое из имеющихся соотношений предпочтительнее.

13-183 193