核沸騰

流体熱力学において、核沸騰は、表面温度が飽和流体温度よりも一定量高いが、熱流束が臨界熱流束を下回る場合に発生する沸騰の一種です。水の場合、下のグラフに示すように、表面温度が飽和温度( T _S ) よりも 10 ～ 30 °C (18 ～ 54 °F) 高い場合に核沸騰が発生します。臨界熱流束は、核沸騰と遷移沸騰の間の曲線上のピークです。表面から液体への熱伝達は、膜沸騰の場合よりも大きくなります。

核沸騰は電気ケトルでよく見られる現象で、沸騰前に発生するノイズの原因となります。また、水を急速に加熱する湯沸かし器でも核沸騰が発生します。

核沸騰範囲では、2 つの異なる状態が区別されます。温度差が T _{Sより約 4 ～ 10 °C (7.2 ～ 18.0 °F) 高い場合、}核形成部位で孤立した気泡が形成され、表面から離れます。この分離により、表面近くでかなりの流体混合が誘発され、対流熱伝達係数と熱流束が大幅に増加します。この状態では、熱伝達のほとんどは、表面から上昇する蒸気泡を介したものではなく、表面で動いている液体への表面からの直接伝達によるものです。

_{T S}より 10 ～ 30 °C (18 ～ 54 °F) 高い温度では、2 番目の流動状態が観察されることがあります。核形成部位が活発になるにつれて、気泡形成が増加し、気泡の干渉と合体が発生します。この領域では、蒸気はジェットまたは柱として放出され、その後蒸気の塊に融合します。

密集した気泡間の干渉により、表面近くの液体の動きが抑制されます。これは、グラフ上で曲線の勾配の方向の変化、または沸騰曲線の変曲点として観察されます。この時点以降、表面温度がさらに上昇するにつれて熱伝達係数は減少し始めますが、熱伝達係数と温度差の積 (熱流束) は依然として増加しています。

温度差の相対的な増加が熱伝達係数の相対的な減少と釣り合うと、グラフのピークで見られるように、最大​​熱流束が達成されます。これが臨界熱流束です。最大値のこの時点では、かなりの量の蒸気が生成され、液体が表面を継続的に濡らして表面から熱を受け取ることが困難になります。このため、この時点以降は熱流束が減少します。極端な場合、一般にライデンフロスト効果として知られる膜沸騰が見られます。

熱交換器の液体の大部分が過冷却状態にあるときに、伝熱面の壁の温度が飽和温度を超えると、壁に隣接する微小空洞内の液体内に蒸気の 泡が形成されるプロセス。泡は成長して臨界サイズに達し、その時点で壁から離れ、主流の流体に運ばれます。そこで泡は崩壊します。これは、流体の大部分の温度が、泡が生成された伝熱面ほど高くないからです。この崩壊は、湯沸かし器が加熱中に、ただし沸騰温度に達する前に発生する音の原因でもあります。

核沸騰中の熱伝達と質量移動は、熱伝達率に大きな影響を与えます。この熱伝達プロセスは、熱伝達面で生成されたエネルギーを迅速かつ効率的に運び去るのに役立つため、液体を冷却剤として使用する原子力発電所などでは望ましい場合があります。

核沸騰の影響は 2 つの場所で発生します。

• 液体と壁の界面
• 泡と液体の界面

核沸騰のプロセスは複雑な性質を持っています。限られた数の実験研究が沸騰現象に関する貴重な洞察を提供しましたが、これらの研究は内部再計算（流体のカオス状態が古典的な熱力学的計算方法には当てはまらないため、誤った戻り値を与える）のためにしばしば矛盾したデータを提供し、モデルや相関関係を開発するための決定的な発見はまだ得られていません。核沸騰現象はまださらなる理解が必要です。^[1]

核沸騰領域は、中程度の温度差で高い熱流束が発生する可能性があるため、エンジニアにとって重要です。データは、次の式で相関させることができます^[2]

${\displaystyle \mathrm {Nu} _{b}=C_{fc}(\mathrm {Re} _{b},\mathrm {Pr} _{L})}$

ここでNu はヌッセルト数であり、次のように定義されます。

${\displaystyle \mathrm {Nu} _{b}={\frac {(q/A)D_{b}}{(T_{s}-T_{\mathrm {sat} })k_{L}}}}$

どこ：

• q / A は総熱流束であり、
• D _{b は}表面を離れる際の最大気泡直径であり、
• T _s – T _{sat は}過剰温度であり、
• k _Lは液体の熱伝導率、
• Pr _Lは液体のプラントル数であり、
• Re _{b は}気泡レイノルズ数であり、次の式が成り立ちます。 ${\displaystyle \mathrm {Re} _{b}={\tfrac {D_{b}G_{b}}{\mu _{L}}},}$
  • G _bは表面から出る蒸気の平均質量速度である。
  • μ _{L は}液体の粘度です。

ローゼノウは核沸騰に関する最初の、そして最も広く使われている相関関係を開発した。^[3]

${\displaystyle {\frac {q}{A}}=\mu _{L}h_{fg}\left[{\frac {g(\rho _{L}-\rho _{v})}{\sigma }}\right]^{\​​frac {1}{2}}\left[{\frac {c_{pL}\left(T_{s}-T_{\mathrm {sat} }\right)}{C_{sf}h_{fg}\mathrm {Pr} _{L}^{n}}}\right]^{3}}$

どこ：

• c _pLは液体の比熱であり、
• C _{sf は}表面流体の組み合わせであり、流体と表面のさまざまな組み合わせによって変化します。
• σ は液体と蒸気の界面の表面張力です。

変数n は表面流体の組み合わせによって異なり、通常は 1.0 または 1.7 の値を持ちます。たとえば、水とニッケルのC _sfは 0.006 で、nは 1.0 です。

沸騰システムの熱流束がシステムの臨界熱流束(CHF) よりも高い場合、バルク流体が沸騰するか、または場合によっては、流体が小さなチャネルを移動するバルク流体の領域が沸騰することがあります。そのため、大きな泡が形成され、流体の通過を妨げることがあります。これにより、核沸騰( DNB ) から逸脱し、蒸気泡がチャネルの固体表面から離れなくなり、泡がチャネルまたは表面を支配し、熱流束が大幅に減少します。蒸気は基本的にバルク液体を高温表面から絶縁します。

したがって、DNB 中は、高い熱流束を維持するために、表面温度をバルク流体温度より大幅に高くする必要があります。CHF を回避することは、燃料プレートが過熱してはならない原子炉などの熱伝達アプリケーションにおけるエンジニアリング上の問題です。DNB は、実際には、流体の圧力を上げるか、流量を増やすか、または CHF が高い低温バルク流体を使用することで回避できます。ただし、バルク流体の温度が低すぎるか、流体の圧力が高すぎる場合は、核沸騰は発生しません。

DNB は、遷移沸騰、不安定膜沸騰、部分膜沸騰とも呼ばれます。グラフに示されているように、水の沸騰では、表面と沸騰水の温度差が T S より約 30 ～ 130 °C (54 ～ 234 °F) 高いときに遷移沸騰が発生します_。これは、沸騰曲線の高ピークと低ピークに相当します。遷移沸騰と膜沸騰の間の低点は、ライデンフロスト点です。

水の遷移沸騰中、気泡形成が非常に速いため、表面に蒸気膜または蒸気ブランケットが形成され始めます。ただし、表面のどの点でも、膜沸騰と核沸騰の間で条件が変動する可能性がありますが、膜で覆われた全表面の割合は温度差が大きくなるにつれて増加します。蒸気の熱伝導率は液体の熱伝導率よりもはるかに低いため、対流熱伝達係数と熱流束は温度差が大きくなるにつれて減少します。

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