在不同来流蒸汽流率与冷凝水过冷度的影响下,直接接触冷凝射流会呈现出不同的流型以及压力波动形式.为了更有效地研究浸没射流在不同情况下的规律及其应用情况,基于射流冷凝过程的汽羽形态变化及压力频谱特性划分流型区域是研究人员的共识[3,4,5].但由于不同人员对射流过程的研究角度不同,如果考虑冷凝水是否流动[6,7]、不凝性气体含量[8,9]、射流管道结构[10,11,12]以及射流孔数量[4, 13-14]等因素,直接接触冷凝射流流型并没有完全统一的描述.其次,即使在同样的结构与实验条件下,以单孔射流为例,在同样的蒸汽流速与冷凝水过冷度区间内,不同研究人员对流型的命名也有所差异[3, 15-16].以其中相对全面的,Cho等[16]的基于单孔直管射流绘制的相图为例,直接接触冷凝射流按压力频谱与汽羽变化可以划分为6个区域:喘振(C)区、过渡(TC)区、冷凝振荡(CO)区、稳定冷凝(SC)区、泡状冷凝振荡(BCO)区以及界面振荡冷凝(IOC)区.
在流型确认与相图划分方面,研究人员对相图的划分大多数基于蒸汽管外形态、压力的时域频域特性来划分流型进而确定相图.就喘振区而言,Gregu 等[17]通过可视化透明管道以及在时间上同步的压力信号与图像信号,在极低的流率下按照其气泡大小、是否可以包容管道等气泡特征,对喘振区进行更为详细的相图划分.同时,还揭示了管内不同高度处压力信号的瞬时变化情况,表明在喘振区发生的凝结水锤(CIWH)现象[18]会带来比实验时平均压力强度高约1个数量级的压力峰值.Zhao等[5]在相图的文献综述中,对已有的大部分射流相图进行总结及对比发现,现有研究中无论是通过理论推导还是实验处理获得的相间分界线,不同研究获得的结果差异很大,认为导致该现象的原因一方面是基于蒸汽管外形态的判断带有主观因素无法量化;另一方面则是由于孔径的不同会带来相图边界的移动.在同样条件下,孔径越大,冷凝振荡区与稳定冷凝区的分界线越向低流率方向移动,而喘振区的边界则是向高流率高水温方向移动.
其次,对管外蒸汽形态的量化通常通过汽羽长度实现.无论是对压力波动还是换热能力等性质的评估,蒸汽射流的汽羽长度作为一个重要的参量,很大程度上影响着其他参数的准确性.在计算模拟方面,汽羽长度与形态也是研究直接接触冷凝首先要考虑的问题.汽羽是指当蒸汽通过管口进入水中在管外形成的类似于火焰形状的蒸汽区域.对一段时间内获得的汽羽图像进行时均处理后能获得一个确定的汽羽形态,这一时均汽羽长度就称之为汽羽长度.Kerney等[19]在较宽的流率范围内进行了汽羽长度研究实验.在合理假设下,通过理论推导最先基于蒸汽质量流速与水池过冷度给出汽羽长度在较高流率下的理论解.通过将射流过程中能量交换的影响归于凝结势,动量交换的影响归于流率大小,将凝结势与无量纲流率作为汽羽长度预测公式的主要变量,并按照实验数据修正这两个参数的幂次,拟合汽羽长度的半经验关系式.
蒸汽汽羽管外形态与压力是直接相关的.Xu等[20]通过实验研究套管式蒸汽射流现象,从汽羽本身的变化、压力频率与强度变化角度研究了在流动的过冷水中直接接触冷凝呈现的现象,较为清晰地揭示了压力与汽羽形态随蒸汽流率、过冷水温度以及过冷水流速的变化规律.
本文首先基于实验对通过鼓泡器形式的蒸汽射流汽羽形态、流动相图以及汽羽与压力波动在时间上的对应关系进行了讨论,然后指出压力高频振荡与脱离气泡溃灭冷凝过程的相关性,最后给出了汽羽长度的变化规律并与已有预测公式进行比较.本文研究为核能安全系统抑压装置的研制提供了理论依据与实践基础.
1 实验设备与方法
1.1 实验系统
蒸汽实验系统如图1所示,其中:T为热电偶;P为压力传感器.实验系统包含去离子水箱、蒸汽发生器(电锅炉)、泄压水箱及其相对应的管道、阀门与计量设备.实验时,柱塞泵首先将去离子水箱中的无杂质水注入蒸汽发生器中,将去离子水加热并产生蒸汽,通过功率控制得到特定温度、压力的饱和蒸汽,当蒸汽达到目标状态时,打开相关阀门使蒸汽通过对应的蒸汽管路,并通过管路上的温度压力测量仪表获得蒸汽的状态与流率,单孔鼓泡器安装在回路末端,实验使用的鼓泡器为侧向有直径16 mm圆孔的单端封闭管道.实验时饱和蒸汽从管道一端进入,通过鼓泡器上的侧向孔在泄压水箱中排放.具体实验参数如表1所示.其中:FS为满量程.实验中,采用动态压力传感器记录蒸汽浸没射流带来的压力变化,同时使用高速摄像机记录射流现象,压力数据与可视化图像通过同步器实现数据采集起点的同步.设定压力采样频率为可视化图像采样率的2倍,以保证每一帧可视化图像都可以与压力信号相对应.
图1
表1 实验条件
Tab.1
| 参数 | 取值范围 |
|---|---|
| 蒸汽质量流率/(kg·m-2·s-1) | 50~500 |
| 入口蒸汽压力/MPa | 0.7~1.0 |
| 过冷水温度/℃ | 30~85 |
| 喷孔浸没深度/m | 1.4 |
| 喷孔孔径/mm | 16 |
| 流率计量程(精度)/(m3·h-1) | 0~72(0.5% FS) |
| 压力表量程(精度)/MPa | 0~6(0.5% FS) |
| 动态压力表量程(精度)/kPa | 0~200(0.1% FS) |
1.2 压力信号与可视化图像处理
通过同步触发器统一压力信号与可视化图像信号采集时间的起点,并设定采样频率,在确定信号步进长度后,就可保证在时间轴上两者实现了有效对应.为了保证数据的可靠性,压力与图像采样频率分别设置为较高的10 kHz与5 kHz.
实验中通过高频动态压力传感器获得水箱中的动态压力信号,并通过高频数字采集系统记录.压力测点布置在卸压水箱中射流汽羽正下方80 mm处,距离鼓泡器孔口径向距离10 mm的位置上.可视化图像则通过高速摄像机定点拍摄获得.可视化数据处理过程如图2所示,其中:L为汽羽长度.将所获得的图像通过MATLAB进行处理,将图像转化为矩阵,将对图像进行的时均处理转化为对矩阵进行的线性运算.其次,汽羽变化是重复性的膨胀收缩,其压力波动有明显的主频,即汽羽变化具有周期性,每一帧图像所占的权重应当相同,因此对图像进行时均处理等效于对每一帧图像矩阵对应位置的元素进行平均处理.
图2
在二值化的时均图像上,认定从射流孔到管外蒸汽-水区域所形成的连续蒸汽团末端在射流孔轴向上的距离为汽羽长度,汽羽长度与孔径的比值为无量纲汽羽长度,其中射流孔外缘通过静态管道位置判断所对应的像素位置.
1.3 不确定性分析
本实验过程中,误差分为原始数据的测量误差、通过数据处理引入的误差以及时间轴对应的偏差.原始数据的测量精度见表1,其误差与仪表精度相关,动态压力信号的有效采集频率为30 kHz,响应时间为10 μs,实验使用的测量仪表足以反映真实数据的变化.通过数据处理引入的误差可以用误差传递公式表示,即计算值误差是相关参数的加权和.权重为误差传递公式对该参数的一阶导数,则有:
式中: y为经过处理后的数据;f为数据处理对应的函数;$x_1$ 、$x_2 $、$x_3 $为3组实验测量数据; $x_i$ 为任一实验测量数据;Δy为y的绝对误差; $Δx_i $为$x_i$的绝对误差.本实验中,蒸汽状态的测量误差小于0.5%.蒸汽状态参数的处理方式是对同组数据进行算数平均化处理,这一处理方式中各数据点的权重相同,处理后蒸汽状态参数误差仍然小于0.5%.质量流量由涡街流量计测得的体积流量与当地蒸汽状态的密度计算获得,质量流量误差可以认为小于1%.
时间轴对应误差产生的原因为压力信号与可视化图像是通过不同采集系统获得的.两个系统内置时钟计时方式略有差异,通过同步触发器获取的压力信号与可视化图像在时间轴上会有一个固定的时间差,该错位误差最大为0.1 ms.但压力与图像采集频率远高于实际现象的变化频率,信号变化本身也是连续的,这一错位实际上并不影响对应关系的确定,本实验中认为这一误差可以忽略不计.
2 实验结果与讨论
2.1 流型划分与汽羽形态特性
针对单孔射流的相图如图3所示.其中:G为蒸汽质量流率;T为过冷水池温度;d为喷孔直径.首先,参考文献[16]对单孔射流的划分并对比本次实验结果,将时均汽羽形态以及瞬时管外蒸汽形态类似、压力波动形式相近的工况点归划为一个流型.在任一工况下都可以不同程度地观察到“气泡脱离”现象,这一现象与Chong等[23]在直管射流实验中通过频谱分析获得的结果相对应,其在实验中通过频谱分析发现全工况存在第二主频,而第二主频目前被认为是由气泡的溃灭导致的[24].通常认为在高温低流率工况下会出现气泡脱离,并将这一区域划定为气泡冷凝振荡区.本文的“气泡脱离”现象不属于某一个流型的特征,按照时均汽羽形态、瞬时管外蒸汽形态与压力波动形式划分不同区域,认为在质量流率为50~500 kg/(m2·s),水池温度为30~85 ℃的实验工况范围内可以观察到5种不同的流型.将这5种流型对应的流率温度范围分别命名为:C区、TC区、CO区、SC区、IOC区.通过4个工况点展示的不同水温与蒸汽流率下的汽羽形态差异如图4所示.图4(a)为C区与TC区汽羽,两者时均汽羽形态一致,区别在于瞬态管外蒸汽形态.图4(b)为CO区汽羽,其时均汽羽是在管外形成较大的球形或椭球形的气泡,同时在过冷水中也会因为有不完全冷凝的脱离气泡形成蒸汽团.图4(c)为SC区汽羽,该流型下管外蒸汽形态稳定,时均汽羽形态与瞬时管外蒸汽形态相近.图4(d)为IOC区汽羽,在IOC区较低的水池过冷度导致蒸汽在管外冷凝效率不高,因此管外汽羽无法维持凝聚形态,而是向外发散形成较长、较宽的两相流动混合区域.
图3
图4
图4
不同水温与蒸汽流率下的汽羽形态差异
Fig.4
Differences of steam plumes at different water temperatures and steam mass fluxes
按前文所述方式划分流型后,获得的鼓泡器射流相图如图5所示.由于工况点之间跨度较大,尽管工况点之间的汽羽形态与压力波动差别较大,但是流型与流型之间的边界线难以通过确定的参数进行准确划分,所以判断各点所处的区域以工况点为准.
图5
图5
鼓泡器射流相图划分
Fig.5
Regime map division of steam jet injection in a side-hole sparger
对比已有文献的描述,所划分的冷凝振荡区的压力时域特性符合冷凝振荡区描述,而汽羽形态变化更接近泡状冷凝振荡区描述.因此,选择将流型与对应压力变化特征为前文所述的工况称为冷凝振荡区,而不特意区分出气泡冷凝振荡区.需要注意的是,在孔径为16 mm的鼓泡器射流中,当蒸汽质量流率过低(G<50 kg/(m2·s))时,蒸汽甚至无法从孔口喷出,在管道内部就已经冷凝成液态水.
2.2 汽羽形态变化与压力时域特性
按照所划分的流型,按顺序介绍不同流型下管外蒸汽形态变化以及所对应的压力时域特性.同时,基于时间同步将管外汽羽与压力变化点对应,讨论压力变化的机制.
图6
图6
喘振区管外蒸汽瞬时形态
Fig.6
Transient shapes of the steam outside the pipe in chugging regime
图7
图7
喘振区压力时域特性及其变化趋势
Fig.7
Pressure characteristics in time domain and its changing trends in chugging regime
在喘振区,鼓泡器射流无法维持稳定的管外蒸汽形态,蒸汽会在孔口重复出现“喷放—消失”现象.其一个循环的状态可以描述为如下4个阶段:① 管外蒸汽同时受到来流蒸汽压力与管外冷凝作用,在压力起主要作用的条件下体积膨胀;② 蒸汽在管外聚集,末端产生气泡;③ 气泡溃灭,蒸汽收缩,过冷水倒吸;④ 蒸汽再次冲出孔口.图6展示了喘振区蒸汽“喷放—消失”的一个周期,喘振区的管外蒸汽不断重复该过程.
观察图7(a)的压力时域变化曲线可以发现,喘振区压力信号是由逐个突然出现的压力峰组成的,借助图6与7中的时间标记,可以将压力波动在时间上与管外蒸汽形态的变化相对应.当t=28.0 ms时,管外蒸汽与过冷水之间还没有形成完整的两相混合边界,管外蒸汽中心区域仍然可以被光穿透.当t=28.0~30.4 ms时,为管外蒸汽末端气泡膨胀的过程.在该时间段内,管外蒸汽与过冷水之间形成了两相边界(无法被光穿透)且末端气泡不断扩大,对应的压力变化则是小幅度持续减少.当t=30.4 ms时,末端汽泡膨胀到最大并即将开始溃灭,压力也到达了极小值.当t=30.4~31.0 ms时,为末端气泡的破裂过程,即时间对应的压力以极大的增幅迅速增加.当t=31.0 ms时,管外蒸汽产生脱离气泡,对应的压力波动达到峰值.最后,管外蒸汽被冷凝而消失,压力呈指数型振荡衰减.由于并没有使用可视化管道,过冷水倒吸的现象并不能得到展示.但从图7(b)单个压力峰信号来看,压力波动是经历了较长的平缓期,而后才有突然出现的压力振荡.这就意味着管外蒸汽的变化十分剧烈,在极短时间内产生并重复了蒸汽喷放消失的过程,从质量与动量守恒的角度也可以判断出过冷水出现倒灌的现象.
在喘振区,当压力达到峰值时,管外蒸汽末端气泡开始溃灭;而汽羽消失、过冷水进入管道的时刻并没有对应压力振荡结束.压力波动强度在指数衰减的过程中出现反常波动,对应时刻的现象是过冷水倒吸.这一过程可以认为是倒吸过程打断了气泡溃灭产生的压力振荡传播.过冷水倒吸影响了管外流场,管外流体被吸进管道内部从而间接影响了压力波的传递,因此倒吸现象之后的压力波动是气泡溃灭产生压力波动的余波.
喘振过渡区主要分布在低流率工况下,其汽羽形态与喘振区一致,两者的时均汽羽仅在长度上有差别.管外蒸汽形态以及压力波动形式与喘振区总体上相似.以工况G=50 kg/(m2·s),T=60 ℃为例,在管外蒸汽的末端同样会周期性地产生脱离气泡,如图8所示.喘振过渡区的压力时域信号也是由多个突然出现的压力峰值组成,如图9所示.喘振区管外蒸汽形态变化规律与喘振过渡区的区别仅在于过冷水是否倒吸.其次,喘振过渡区的压力信号是由多个波动强度以指数形式振荡衰减的压力波组成的.由图8和9可知,观察压力峰值对应的时间点(t=13.0,25.0,36.8 ms),当管外蒸汽收缩、末端气泡溃灭时,压力波动达到峰值.图8(b)对应了一个压力振荡结束时的管外汽羽形态.当管外蒸汽收缩、末端气泡在水中被完全冷凝时,压力振荡结束.当t=20.0,33.6 ms时,观察图8(c)与图8(e)的汽羽形态可以确定,在喘振过渡区管外蒸汽膨胀过程并不会带来压力波动.冷凝振荡区主要分布在温度较高的工况下,以工况G=100 kg/(m2·s),T=85 ℃为例,冷凝振荡区管外蒸汽变化如图10所示,其压力时域特性及其变化趋势如图11所示.在冷凝振荡区,管外蒸汽不断从末端产生脱离气泡,而脱离气泡在水中并不会被迅速冷凝而消失,而是不断被压缩后膨胀,同时会持续向前运动.由图11(a)可知,冷凝振荡区的压力变化频率更高,相邻压力峰的强度也更接近.图11(b)展示了压力随时间在较小尺度上的变化曲线,每一小段的压力波动通常都会由2个压力峰组成.结合图10和11可知,当t=6.8 ms时,管外蒸汽末端的气泡开始脱离蒸汽区域向前移动,此时对应压力则是持续地小幅减少.当t=9.8 ms时,压力达到极小值,管外蒸汽末端的脱离气泡达到最大体积,而孔口到脱离气泡之间的蒸汽区域则是达到最小体积.在本次周期的后续时间内,这一区域以较慢的速度不断膨胀.当t=9.8~14.5 ms时,压力不断增加且梯度越来越大.对应的现象则是末端气泡缓慢脱离时,压力变化较缓慢,末端气泡体积缓慢减小.当脱离气泡产生后,压力迅速增加,气泡溃灭,体积迅速压缩,直到t=14.5 ms时,脱离气泡达到最小体积,且压力达到峰值.
图8
图8
喘振过渡区管外蒸汽瞬时形态
Fig.8
Transient shapes of the steam outside the pipe in transient chugging regime
图9
图9
喘振过渡区压力时域特性及其变化趋势
Fig.9
Pressure characteristics in time domain and its changing trends in transient chugging regime
图10
图10
冷凝振荡区管外蒸汽瞬时形态
Fig.10
Transient shapes of the steam outside the pipe in condensation oscillation regime
图11
图11
冷凝振荡区压力时域特性及其变化趋势
Fig.11
Pressure characteristics in time domain and its changing trends in condensation oscillation regime
在这之后压力的波动与脱离气泡的变化一致,脱离气泡产生了2次膨胀压缩,压力也出现2个突变的峰值.当t=14.5 ms时,脱离气泡溃灭且体积被压缩到极小值,此时压力激增,达到压力强度的极大值.随后,脱离气泡体积不断膨胀,当t=16.8 ms时,脱离气泡体积膨胀到极大值,在此过程中第1个压力突变峰不断衰减直到消失.当t=17.8 ms时,脱离气泡再次溃灭,同时体积被压缩到极小值,同时第2个压力突变峰随之出现.
在第2次压缩后,脱离气泡就会缓慢冷凝消失.当t=18.6 ms时,脱离气泡从接近透明的状态变成了两相混合的状态,表明脱离气泡在不断冷凝.当t=19.2 ms时,脱离气泡接近完全消失,此过程中第2个压力突变峰振荡衰减回归到初始静压值.
图12
图12
稳定冷凝区管外蒸汽瞬时形态
Fig.12
Transient shapes of the steam outside the pipe in stable condensation regime
图13
图13
稳定冷凝区压力时域特性及其变化趋势
Fig.13
Pressure characteristics in time domain and its changing trends in stable condensation regime
为了方便观察,在图12上的管外蒸汽形态同一位置添加了竖直红线.当有较大的压力波动时,即当t=55.0 ms时,压力处于高点,管外蒸汽长度较短.当t=55.4~56.0 ms时,压力不断衰减,但其仍然高于基准压力波动,此时的管外蒸汽长度随压力的衰减而不断增加.当没有较大压力波动时,蒸汽管外长度也会不断变化,不过这一变化并不会影响压力波动.当t=57.4~57.6 ms时,管外蒸汽长度末端收缩,而压力却没有变化.当t=56.0~60.6 ms时,仅当压力产生大幅变化情况下,管外蒸汽长度才会有明显的变化.长度的缩短伸长对应末端两相区域的明暗,是末端蒸汽不断地冷凝补充的结果,实际仍然是末端脱离气泡的膨胀与溃灭过程.
图14
图14
界面振荡冷凝区管外蒸汽瞬时形态
Fig.14
Transient shapes of the steam outside the pipe in interfacial oscillation condensation regime
图15
图15
界面振荡冷凝区压力时域特性与变化趋势
Fig.15
Pressure characteristics in time domain and its changing trends in interfacial oscillation condensation regime
观察汽羽与压力的对应关系可以发现界面振荡冷凝区与稳定冷凝区在汽羽与压力对应关系上的相似处,末端蒸汽溃灭呈现收缩的形态时所对应的压力恰好产生峰值.当t=113.6 ms时,脱离气泡溃灭,汽羽缩短到极小值,此时压力达到极大值.当 t=113.6~122.5 ms时,管外蒸汽经历了膨胀、发散与收缩的变化过程,展示了相邻两个压力峰之间汽羽形态的变化.当t=122.5~125.8 ms时,汽羽末端溃灭结束,汽羽膨胀与发散,形成较长、较宽的两相流动区域,此时对应压力的低点.
在界面振荡冷凝区,其压力波动形式发生变化,负值压力波动较小,其压力变化原理在现有数据下难以判断.但是可以发现的是,当末端区域的蒸汽溃灭消失时,这一现象仍然对应压力的极大值,说明在界面冷凝振荡区,气泡溃灭同样是压力变化的原因之一.
2.3 压力变化机制讨论
通过前文对实验现象的描述可以发现,管外蒸汽形态变化与压力振荡衰减过程在时间上有较强的相关性.当管外蒸汽产生的脱离气泡溃灭消失时,必然会观察到压力极大值.同时,从文献[20]和[26]对压力频谱的描述也可以发现,射流过程产生的压力振荡频谱通常仅有一个峰值,在部分工况下,通常是在冷凝振荡区内,会出现第二主频.文献[24]指出,在直管射流的实验中,第一主频是由于管外蒸汽本身的伸长缩短导致的,而第二主频是由于脱离气泡溃灭而产生的.而在鼓泡器射流中,由于本身结构的特殊性,在全工况下就会产生明显的脱离气泡.脱离气泡与压力波动的关系可以通过对压力信号的量化分析来验证,并加以判断脱离气泡的溃灭是否是压力波动的主要原因.
通过对压力波动进行快速Fourier变换分析,将压力波动认为是由多个压力源组成,每个压力源对应一个或多个频谱峰值.在仅考虑脱离气泡的影响下,压力的时域信号可表示为
式中:k为采集数据量;ω为采样分辨率;$A_i$ 为第i项对应频率的强度; $p_0 $为静压.频谱上压力峰的强度$A_i$应当是一个考虑了气泡脱离频率与单次脱离压力波动强度的时均值.在鼓泡器射流中,由脱离气泡溃灭产生的压力波动是周期性产生的.由前文所述的时间节点可以发现,气泡溃灭与气泡重新生成所需要的时间不在一个数量级,则可以认为每次溃灭仅能影响当前的压力波动,不会对下一次压力波动产生影响,这与水下爆炸的压力源相似.文献[27]指出,水下爆炸导致的压力强度时程曲线符合指数衰减规律.对本次实验而言,如果认为气泡溃灭导致了压力波动,那么在压力高频振荡的区间内,压力波动可以在式(3)基础上修正为
式中:φave为压力波动振幅;c为压力衰减系数,其可以反映压力衰减的快慢程度;$t_0 $为压力振荡起始时间点; $t_2$ 为压力高频波动周期,其取决于脱离气泡的振荡频率; $t_1$为振荡周期,取决于脱离气泡的产生频率.
图16
2.4 汽羽长度敏感性分析
对于鼓泡器形式的蒸汽射流,其汽羽长度与常规直管或套管式射流呈现不完全相同的现象.将本次实验获得的结论与已有文献结论对比可以发现,就其流动规律来看,总体上鼓泡器射流更容易形成脱离气泡而不是稳定的汽羽形态.随着质量流率与水温的增加,脱离气泡会从少到多,并且逐渐增大.本次实验中,当汽羽属于同一个流型时,汽羽长度随质量流率与水温的增加而增加,这与已有文献描述一致.而当流型发生变化时,汽羽长度会突然减小.无量纲汽羽长度的变化趋势如图17所示.图17(a)中,水温为40 ℃、质量流率为250 kg/(m2·s)的工况与水温为65 ℃、质量流率为300 kg/(m2·s)的工况都是区域边界点.当T=40,65 ℃时,在统一流型对应的区域内,汽羽长度随质量流率的增加而增加;在相邻两个工况分属不同流型的区域内,汽羽长度发生了阶跃变化,质量流率的增加导致汽羽长度突然减小.图17(b)展示了不同流率下无量纲汽羽长度随水温的变化趋势,其中G=500 kg/(m2·s)的工况全部属于稳定冷凝区,G=100 kg/(m2·s)的工况则跨越了3个流型,40 ℃与55 ℃工况都属于区域边界点.当G=100,500 kg/(m2·s)时,同一流型的汽羽长度随质量流率的增加而增加;在不同流型区域内,随着温度的增加,流型变化工况点的汽羽长度均会突然减小.
图17
图18
图18
无量纲汽羽长度预测值与实验值对比
Fig.18
Comparison of predicted and experimental dimensionless steam plume lengths
3 结论
针对鼓泡器形式的单孔蒸汽射流,研究直接接触冷凝压力脉动与汽羽形态的变化特性.喷孔孔径为16 mm,质量流率范围为50~500 kg/(m2·s),水温为 35~85 ℃.基于已有实验数据,获得以下结论.
(1) 基于汽羽形态与压力时域信号的特征,绘制了孔径为16 mm的单孔鼓泡器射流相图,实验绘制相图与已有文献针对鼓泡器射流绘制的相图结构相似.
(2) 压力高频振荡与蒸汽末端气泡或者脱离气泡的溃灭同时出现,压力波动表现为指数型振荡衰减,气泡溃灭是压力高频振荡的主要原因.在喘振区,当过冷水倒吸时,会引起压力的反常变化.在冷凝振荡区,脱离气泡的多次膨胀收缩同样会引起多次压力的振荡衰减.
(3) 在冷凝振荡区与稳定冷凝区,汽羽长度随质量流率与温度的上升而增加.在稳定冷凝区,汽羽长度会突然减小,然后随质量流率与温度的上升而增加.将实验获得的无量纲汽羽长度与预测公式进行比较,发现实验值与文献[25]的预测结果吻合得较好.
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Experimental study on steam chugging phenomenon in a vertical sparger
[J].DOI:10.1016/j.ijmultiphaseflow.2016.09.020 URL [本文引用: 1]
Experimental investigation on the phenomenon of steam condensation induced water hammer in a horizontal pipe
[J].DOI:10.1016/j.expthermflusci.2017.10.036 URL [本文引用: 1]
Penetration characteristics of a submerged steam jet
[J].DOI:10.1002/(ISSN)1547-5905 URL [本文引用: 3]
Mechanisms of pressure oscillation in steam jet condensation in water flow in a vertical pipe
[J].DOI:10.1016/j.ijheatmasstransfer.2017.03.017 URL [本文引用: 2]
Experimental study on direct contact condensation of stable steam jet in water flow in a vertical pipe
[J].DOI:10.1016/j.ijheatmasstransfer.2013.07.083 URL [本文引用: 1]
Pressure oscillation and steam cavity during the condensation of a submerged steam jet
[J].DOI:10.1016/j.anucene.2015.05.032 URL [本文引用: 1]
Experimental and theoretical study on the second dominant frequency in submerged steam jet condensation
[J].DOI:10.1016/j.expthermflusci.2015.07.011 URL [本文引用: 1]
Experimental investigation on the second dominant frequency of pressure oscillation for sonic steam jet in subcooled water
[J].DOI:10.1016/j.expthermflusci.2014.07.002 URL [本文引用: 2]
An investigation of direct condensation of steam jet in subcooled water
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Condensation dynamics of submerged steam jet in subcooled water
[J].DOI:10.1016/j.ijmultiphaseflow.2011.10.007 URL
