強制流動沸騰系の熱伝達 - osaka university...tp 強制対流単相熱伝達係数h lz, h...
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強制流動沸騰系の熱伝達
強制流動系の沸騰熱伝達
流体、流路形状、液温を一定、流速を変える
非沸騰熱伝達、部分核沸騰---流速が大きいほど大きい
発達した核沸騰熱伝達---流速によらない
発達した核沸騰曲線と単相熱伝達の交点qg
発達した核沸騰になる熱流束qe qe=1.4qg
核沸騰熱伝達をqwとTW-Tsで表示
流速、サブクール度(液温)によらず一本の沸騰曲線---沸騰は壁面近くの局所的な減少が支配
部分核沸騰域の熱伝達
熱流束は壁面温度に対する単相の熱伝達による熱流束qCONと発達した核沸騰曲線の延長線から与えられる熱流束qBOの和
qw=qCON+qBO
qw=hl(TW-Tl)
核沸騰熱伝達係数はプール沸騰のものを用いてよい。
水に対してs=1その他の液体に対してs=1.7
Csf=0.003~0.020
sL
33.0
VLL
wsf
LWpL Pr)(gL
qC
L
)TT(C
ρ−ρσ
µ=
−
部分核沸騰域の熱伝達
より精密な式
qBiは沸騰開始点での壁温に対する、発達し
た核沸騰熱伝達の式による熱流束
qBO = qBiならばqW = qCONとなる
2/12
BO
Bi
CON
BO
CON
W
1qq
1qq
−+=
F:T ,psia:p ,hft/Btu:q
)TT(p60.15qo2
p/30.2incsW
156.1inc
0234.0
−=
沸騰開始点
TW-TS
qW
単相流の強制対流熱伝達の式
沸騰開始点の熱流束と過熱度を与える式
発達した核沸騰の熱伝達
プール沸騰の核沸騰熱伝達の式がほぼ適用できる。
水については実験データに基づいたより精密な実験式が用いられる。
(McAdams: 2.1~6.3ata)
(Jens-Lottes:35~140ata)
(Thom)
℃:T ,ata:p ,hm/kcal:q
)TT(95.1q2
86.3sWW −=
4/1W63/psW q
e82.0
TT =−
2/1W88/psW q
e024.0
TT =−
強制対流蒸発域の熱伝達
クォリティーが高くなると核沸騰は終息
環状流、環状噴霧流
熱伝達は壁面近くの液膜を通した対流と蒸発
強制対流熱伝達に類似したメカニズム
蒸気流速、液膜流速、液膜厚さに関係
蒸気クォリティーに大きく依存する
(核沸騰域では熱伝達係数はクォリティーに依存しない)
単相流の強制対流熱伝達との比を二相流のパラメータで整理(Lockhart-Martinelliパラメータ)
Lockhart-Martinelliパラメータ
気液二相流の流動と伝熱現象気相と液相の流量、物性値により複雑に変化
それらをひとまとめにした無次元パラメータ
Lockhart-MartinelliパラメータXtt
圧力損失や熱伝達係数がよく整理される
(∆P/∆z)L, (∆P/∆z)G:液相、気相が単独で流路を流れたとしたときの単相流の圧力損失
流れが気相、液相とも乱流の場合には
GLtt )z/P/()z/P(X ∆∆∆∆=
Lockhart-Martinelliパラメータ
流れが気相、液相とも乱流の場合には
これらを用いれば
気液二相流の圧力損失や熱伝達係数はこのパラメータを用いた相関式として与えられる場合が多い
l
2lL2
lL
L D
Gf2U
D
f2
z
P
ρ=ρ=
∆∆
g
2gG2
ggG
G D
Gf2U
D
f2
z
P
ρ=ρ=
∆∆
2.0
l
lL
DG046.0f
−
µ
=
2.0
g
gG
DG046.0f
−
µ=
1.0
g
l
5.0
l
g9.01.0
g
l
5.0
l
g
9.0
g
ltt x
x1
G
GX
µµ
ρρ
−
=
µµ
ρρ
=
強制対流蒸発域の熱伝達強制流動沸騰熱伝達係数hTP
強制対流単相熱伝達係数hLz, hL0
液相のみが流路を満たして流れるとした熱伝達係数
蒸気、液全量が液体として流れた場合の熱伝達係数
4.0
l
lpl8.0
l
lLz )
k
c()
D)x1(G(
Dk
023.0hµ
µ−=
4.0
l
lpl8.0
l
l0L )
k
c()
GD(
Dk
023.0hµ
µ=
n
ttLz
TP )X1
(Ahh = 'n
tt0L
TP )X1
('Ahh =
強制対流蒸発域の熱伝達
核沸騰域と強制対流蒸発域を分けて式を与えるのは不便
二つの領域を一つの式で与える
ボイリング数Boを導入するfg
W
GH
qBo ≡
+=
n
tt21'
0L'Lz0L
TP
X1
KBoK)h,h or(h
h
3/1
l
lpl8.0
l
l'LZ )
k
c()
D)x1(G(
Dk
023.0hµ
µ−=
3/1
l
lpl8.0
l
l0L )
k
c()
GD(
Dk
023.0'hµ
µ=
Chenの相関式飽和沸騰系の熱伝達
核沸騰と強制対流熱伝達の和
hTP=hCON+hNB
hCONは強制対流の効果、 hNBは核沸騰の効果
液相が単独で流れた場合の単相流の熱伝達係数にパラメータFを乗して与える。
FはLockhart-Martinelliパラメータの関数として
図により与えられる。
4.0
l
lpl8.0
l
lCON )
k
c()
D)x1(G(
Dk
023.0Fhµ
µ−×=
Chenの相関式
核沸騰熱伝達:プール沸騰熱伝達に基づき次式で表す
Sの値は二相レイノルズ数
の関数として図で与えられる。
複雑な形であるが、最も精度が良いものとして用いられている。
75.0S
24.0SW24.0
g24.0
fg29.0
l5.0
49.0l
45.0pl
79.0l
NB p)TT(H
ck00122.0Sh ∆−
ρµσ
ρ×=
25.1
lTP F)
D)x1(G(Re
µ−=
Foster-Zuberの式
気泡力学を考えた無次元の核沸騰熱伝達相関式
33.0
l
pll
62.02
lpl
l
v
l
fg
plSW
l
l
4
S
l
Slpl
l
v
l
fg
plSW
l
BO
k
c
ck
H
c)TT(0015.0
pp2
ck
H
c)TT(
kh
µ
ρπ
ρρ−
µρ=
∆ρ
∆σ
ρπ
ρρ−