小液滴撞擊壁面?zhèn)鳠崽匦詳?shù)值分析*

劉聯(lián)勝 劉軒臣 賈文琪 田亮 楊華3) 段潤澤?

1) (河北工業(yè)大學(xué)能源與環(huán)境工程學(xué)院, 天津 300401)

2) (河北省熱科學(xué)與能源清潔利用技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 天津 300401)

3) (天津泓雅節(jié)能科技有限責(zé)任公司, 天津 300401)

小液滴撞擊壁面現(xiàn)象在噴霧冷卻等領(lǐng)域都有廣泛應(yīng)用.為研究小液滴(微米)撞擊熱壁面(非沸騰區(qū))傳熱過程, 建立了二維液滴撞壁瞬態(tài)模型, 并采用相場方法對(duì)小液滴換熱過程中對(duì)流熱通量和導(dǎo)熱熱通量的大小進(jìn)行了對(duì)比.研究結(jié)果表明: 液滴撞擊壁面初期形成“冷斑”, 有利于小液滴與壁面的傳熱; 小液滴撞擊壁面過程中熱通量峰值存在于三相接觸點(diǎn)附近, 數(shù)量級(jí)在105—106 W/m2; 小液滴撞擊壁面過程中受壁面浸潤性和液滴尺寸對(duì)傳導(dǎo)熱通量的影響較為顯著, 而速度和液滴尺寸對(duì)對(duì)流熱通量的影響較為顯著; 大多數(shù)情況下,小液滴撞擊壁面?zhèn)鲗?dǎo)熱通量數(shù)量級(jí)在103—105 W/m2, 對(duì)流熱通量數(shù)量級(jí)在104—106 W/m2, 對(duì)流熱通量大于傳導(dǎo)熱通量, 在整個(gè)換熱過程中占據(jù)主導(dǎo)地位.

1 引 言

噴霧冷卻[1,2]技術(shù)被廣泛應(yīng)用于微通道冷卻[3]、電池組散熱[4]和空冷機(jī)組[5,6]等眾多領(lǐng)域.小液滴的尺寸[7,8]、與固體熱壁面的撞擊速度[9,10]等相關(guān)參數(shù)都對(duì)固體熱壁面的散熱有很大的影響.因此,有必要對(duì)液滴撞擊熱壁面(非沸騰區(qū))時(shí)的熱力學(xué)特性進(jìn)行研究.

關(guān)于液滴撞擊熱壁面已經(jīng)取得許多研究成果.Pasandideh-Fard 等[11]采用實(shí)驗(yàn)和數(shù)值模擬的方法, 研究了液滴(毫米級(jí))撞擊熱壁面(50 ℃)的換熱過程.結(jié)果表明, 在高撞擊速度的情況下, 速度對(duì)撞擊傳熱速率的影響并不顯著.他們還發(fā)現(xiàn), 在固定的雷諾數(shù)下, 冷卻效率隨韋伯?dāng)?shù)的增加而增加, 但在較大的韋伯?dāng)?shù)下, 冷卻效率僅取決于普朗特?cái)?shù), 與液滴沖擊速度或大小無關(guān).Lee 等[12]采用空氣加熱器陣列對(duì)冷卻劑PF-5060 的單液滴撞擊壁面的熱通量進(jìn)行了測(cè)量, 結(jié)果表明, 液滴撞擊壁面蒸發(fā)傳熱分為兩部分: 瞬態(tài)傳熱系數(shù)和恒定傳熱系數(shù).Hase 和Weigland[13]對(duì)高雷諾數(shù)下液滴變形引起的傳熱強(qiáng)化進(jìn)行了數(shù)值研究, 結(jié)果表明, 運(yùn)動(dòng)液滴的傳熱與雷諾數(shù)和韋伯?dāng)?shù)均有關(guān).Berberovic 等[14]采用仿真的方法研究了液滴撞擊熱壁面的流體流動(dòng)和傳熱過程, 發(fā)現(xiàn)固液界面的溫度分布對(duì)固體壁面的傳熱影響較小.葉學(xué)民等[15]對(duì)液滴鋪展換熱行為進(jìn)行了數(shù)值計(jì)算, 計(jì)算結(jié)果顯示運(yùn)動(dòng)液滴壁面熱通量的倒數(shù)呈單峰分布.Guggilla 等[16]利用紅外熱成像技術(shù)和高速成像技術(shù), 對(duì)毫米級(jí)(2.8 mm)液滴撞擊壁面進(jìn)行了研究.實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明, 液滴在撞擊壁面的過程中, 三相接觸線附近區(qū)域傳熱速率最高, 從而驗(yàn)證了三相接觸線在液滴與壁面換熱中的意義.Gelissen 等[17]采用數(shù)值模擬的方法研究了氣相條件下液滴撞擊對(duì)熱壁面的影響.模擬結(jié)果表明, 在液滴撞擊過程中, 壁面的潤濕性會(huì)影響壁面的冷卻.親水潤濕條件將導(dǎo)致固體的冷卻速率更高, 而疏水性潤濕條件會(huì)使冷卻速率降低, 壁面冷卻速率同樣受壁面粗糙度的影響.黃龍等[18]采用CLSVOF 方法對(duì)液滴撞擊壁面?zhèn)鳠崽匦赃M(jìn)行了研究, 發(fā)現(xiàn)大尺寸液滴有利于壁面的傳熱.

從目前的文獻(xiàn)來看, 大多數(shù)研究都是針對(duì)毫米級(jí)液滴撞擊熱壁面時(shí)傳熱特性的研究, 但是微米級(jí)小液滴的傳熱特性是截然不同的.本文采用相場方法對(duì)微小液滴在熱壁面的傳熱特性以及在該過程中對(duì)流和傳導(dǎo)熱的主導(dǎo)作用進(jìn)行了研究, 并分析了液滴尺寸、撞擊速度及壁面浸潤性對(duì)液滴撞擊壁面熱通量的影響.本文結(jié)果將有助于豐富噴霧強(qiáng)化傳熱過程的機(jī)理及指導(dǎo)噴霧冷卻的實(shí)際應(yīng)用.

2 數(shù)值方法

本文基于相場方法對(duì)液滴撞壁傳熱傳質(zhì)過程進(jìn)行仿真計(jì)算.為了簡化物理模型, 本文做出以下假設(shè): 1)初始時(shí)刻液滴為球形; 2)流體均視為不可壓縮; 3)氣相視為理想氣體; 4)忽略熱輻射影響;5)液滴撞擊過程中質(zhì)量保持恒定.

2.1 幾何模型及參數(shù)

圖1 計(jì)算物理模型Fig.1.Computational physical model.

數(shù)值計(jì)算所采用模型如圖1 所示.計(jì)算域?yàn)橐粋€(gè)150 μm × 100 μm 的長方形, 包括100 μm ×100 μm 的空氣域和50 μm × 100 μm 的固體域,液滴的直徑為D0, 具有一定初速度U0, 考慮重力G的影響, 初始時(shí)刻空氣速度為0 m/s, 液滴溫度為283 K, 空氣溫度為300 K, 壁面溫度為313 K.設(shè)置液態(tài)水的定壓比熱容cp為4182 J/kg·K, 導(dǎo)熱系數(shù)k為0.6 W/m·K, 動(dòng)力粘度μ為0.001 Pa·s.計(jì)算域的左側(cè)邊界為對(duì)稱軸, 右側(cè)和上方均為開放邊界, 確保了計(jì)算域內(nèi)部與外部區(qū)域的連通性, 中間壁面設(shè)置為無滑移熱壁面, 根據(jù)仿真需要對(duì)壁面浸潤性進(jìn)行調(diào)節(jié).

2.2 控制方程

基于相場模型, 計(jì)算所采用控制方程主要包括: 對(duì)流Cahn-Hilliard 方程[19]、連續(xù)性方程、N-S方程、能量守恒方程, 具體如下:

上式中,α為保守變量,t為時(shí)間,u為流體速度,M為遷移率,φ為化學(xué)勢(shì),ρ為流體介質(zhì)密度,P為壓力,F為粘性力,g為重力加速度,cp是定壓比熱容,Qe是源項(xiàng),T是溫度,k是導(dǎo)熱系數(shù).

本文中溫度梯度、傳導(dǎo)熱通量和對(duì)流熱通量分別采用以下公式進(jìn)行計(jì)算:

式中, gradT為溫度梯度, dT為溫度差, dδ為法向垂直距離,qcond為傳導(dǎo)熱通量,qconv為對(duì)流熱通量,h為對(duì)流換熱系數(shù).

2.3 模型驗(yàn)證

模型采用非結(jié)構(gòu)性網(wǎng)格, 并選取了50 × 100,80 × 250, 140 × 420, 160 × 500 及200 × 600 六種不同密度的網(wǎng)格進(jìn)行無關(guān)性驗(yàn)證.計(jì)算工況為:液滴的直徑為20 μm, 液滴溫度為283 K, 環(huán)境空氣溫度為300 K, 壁面溫度為313 K, 靜態(tài)接觸角為90°.圖2 分別展示了五種網(wǎng)格密度下液滴撞擊壁面后壁面熱流密度隨時(shí)間的變化, 為便于分析, 橫坐標(biāo)采用無量綱時(shí)間, 縱坐標(biāo)壁面熱流密度取對(duì)數(shù)值.

圖2 網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證Fig.2.Grid independence verification.

從圖2 可以看出, 在液滴撞擊壁面過程中, 隨著時(shí)間的推移, 壁面(固液及氣液交界面)熱流密度(對(duì)流熱流密度與傳導(dǎo)熱流密度之和)均是先增大后減小, 且均存在一個(gè)峰值.橫向?qū)Ρ劝l(fā)現(xiàn), 隨著網(wǎng)格數(shù)量的增加, 壁面熱流密度逐漸增大.當(dāng)網(wǎng)格密度為140 × 420 時(shí), 隨著網(wǎng)格數(shù)的增加, 網(wǎng)格數(shù)對(duì)壁面熱流密度的影響較小.綜合考慮計(jì)算工時(shí)和精度, 本文仿真采用的網(wǎng)格密度為160 × 500.

為驗(yàn)證本文算法的可行性, 計(jì)算結(jié)果與Van等[20]的實(shí)驗(yàn)進(jìn)行對(duì)比, 具體工況為: 液滴直徑為60 μm, 撞擊速度為0.74 m/s.如圖3 所示, 模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果基本一致, 本文所采用模型對(duì)液滴撞壁過程的數(shù)值模擬是有效的.

3 結(jié)果與分析

3.1 溫度場及流場分布

圖4 展示了直徑為50 μm 的液滴不同時(shí)刻撞擊壁面的溫度場及流場云圖.為了更好地進(jìn)行圖像描述, 圖4 中給出了代表位置刻度的橫縱標(biāo)尺, 且每幅圖均分為左右兩部分.圖像左側(cè)上部分為液滴撞擊熱壁面流場圖, 下部分為熱壁面的溫度場分布, 圖像右側(cè)為液滴撞擊熱壁面的整體溫度場分布.需要指出的是, 液滴尺寸太小導(dǎo)致宏觀壁面溫度變化較小, 圖像右側(cè)壁面處溫度場分布不明顯.為了更好地展示微小液滴的冷卻作用, 圖像左側(cè)下部分溫度場分布采用與圖像右側(cè)不同的溫度場標(biāo)尺(圖像左下側(cè)溫度場圖例標(biāo)尺最小間隔為0.01 ℃,圖像右側(cè)溫度場圖例標(biāo)尺最小間隔為5 ℃).設(shè)置液滴初始速度為1 m/s, 靜態(tài)接觸角為90°, 表面張力系數(shù)為0.0728 N/m.初始時(shí)刻為30 μs, 最后時(shí)刻為180 μs, 時(shí)間間隔為30 μs.從圖4 可以看出,在30 μs 時(shí)刻, 液滴在初速度和重力的共同作用下垂直向下運(yùn)動(dòng), 空間中的流場沿液滴運(yùn)動(dòng)方向豎直向下, 而且到達(dá)壁面后向外進(jìn)行擴(kuò)散, 液滴運(yùn)動(dòng)帶動(dòng)周圍空氣流動(dòng)且形成一個(gè)渦旋, 渦旋將增強(qiáng)液滴與空氣的對(duì)流換熱; 液滴撞擊壁面前期會(huì)破環(huán)壁面的溫度場分布, 隨著液滴的下落, 液滴下方的溫度場將會(huì)被“壓縮”, 相比其他位置具有更大的溫度梯度; 此時(shí)壁面的溫度場分布與空氣中的溫度場分布類似, 液滴下方的溫度梯度更大.液滴撞擊壁面60 μs 時(shí), 進(jìn)行鋪展運(yùn)動(dòng), 可發(fā)現(xiàn)與液滴接觸的壁面區(qū)域溫度明顯低于未接觸區(qū)域, 而且液滴內(nèi)部與氣液界面附近均觸線渦旋, 渦旋將增強(qiáng)固液及氣液的對(duì)流換熱; 隨著時(shí)間的發(fā)展, 液滴的鋪展-回縮(震蕩)行為逐漸減弱, 趨于穩(wěn)態(tài)加熱階段, 固液界面的傳熱逐漸增強(qiáng), 液滴的溫度逐漸升高, 壁面的溫度梯度也逐漸減小.

圖3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與模擬結(jié)果對(duì)比Fig.3.Comparison of experimental results and simulation results.

圖4 不同時(shí)刻溫度場及流場分布Fig.4.Temperature field and flow field distribution at different times.

微米液滴在撞擊熱壁面初期, 因浸潤作用會(huì)附著在熱壁面上, 其底部(固液界面處)出現(xiàn)明顯的低溫區(qū)域, 同時(shí)在液滴三相接觸線附近的熱壁面形成一圈明顯的環(huán)狀低溫帶, 在這里稱之為“冷斑”.冷斑的存在會(huì)使液滴附近熱壁面溫度降低, 增大壁面溫差, 從而增大熱流密度, 起到強(qiáng)化導(dǎo)熱的作用,并將在短時(shí)間內(nèi)加快壁面和液滴的傳熱速率.但由于液滴的尺寸非常小, 壁面的溫降幅度較小, 最大在0.05 K 左右.

3.2 熱流密度分布

為探究液滴撞擊過程對(duì)壁面的影響, 分別監(jiān)控了六個(gè)壁面位置熱流密度分布, 不同位置間隔為10 μm, 具體位置如圖5(g)所示.圖5(a)展示了固液界面熱流密度沿徑向的分布, 從圖5(a)可以看出, 除30 μs 時(shí)刻外, 壁面熱流密度隨徑向距離變化的趨勢(shì)均是先增大后減小, 最后趨近于零.隨著時(shí)間的變化, 壁面熱流密度峰值逐漸減小.對(duì)比圖4中各圖可以發(fā)現(xiàn), 壁面熱流密度峰值均出現(xiàn)在三相接觸點(diǎn)附近, 隨著三相接觸點(diǎn)的變化而變化, 存在明顯的三相接觸點(diǎn)效應(yīng).縱向?qū)Ρ葓D5(a—f)可以發(fā)現(xiàn), 離固液界面距離增大, 熱流密度數(shù)值逐漸減小, 極大值逐漸消失, 三相接觸點(diǎn)效應(yīng)越來越弱.當(dāng)距離為30 μm 時(shí), 開始發(fā)生了一個(gè)轉(zhuǎn)變, 如圖5(d)所示; 90 μs 時(shí)刻壁面熱流密度整體超過60 μs 時(shí)刻, 如圖5(d—f)所示.這一現(xiàn)象表明, 離固液界面距離大時(shí), 壁面熱流密度呈現(xiàn)出延遲效應(yīng), 而且距離越大, 延遲效應(yīng)越明顯.

3.3 速度對(duì)對(duì)流和傳導(dǎo)熱通量的影響

圖5 壁面不同位置熱流密度分布, 與固液界面垂直距離分別為 (a) 0 μm, (b) 10 μm, (c) 20 μm, (d) 30 μm, (e) 40 μm,(f) 50 μm, (g)具體位置示意圖Fig.5.The heat flux distribution at different positions on the wall, the vertical distances from the solid-liquid interface are respectively (a) 0 μm, (b) 10 μm, (c) 20 μm, (d) 30 μm, (e) 40 μm, (f) 50 μm, (g) Specific location diagram.

圖6 展示了不同初始速度下熱通量隨時(shí)間的變化趨勢(shì)(圖中虛線之前是液滴撞壁之前, 虛線之后是撞壁之后), 初始速度分別為0.5, 1, 2 m/s.從圖6(a)可以看出, 液滴初始速度為0.5 m/s, 撞擊時(shí)刻發(fā)生在90 μs 左右, 撞擊后傳導(dǎo)和對(duì)流熱通量均顯著增加, 而且傳導(dǎo)熱通量增加幅度遠(yuǎn)遠(yuǎn)高于對(duì)流熱通量.撞擊時(shí)刻后, 對(duì)流熱通量隨時(shí)間的變化呈現(xiàn)出明顯的多峰分布, 而傳導(dǎo)熱通量則呈現(xiàn)出明顯的單峰分布.對(duì)比圖4 中各圖可知, 液滴撞壁對(duì)流熱通量變化受鋪展-回縮行為影響較大, 隨著液滴的鋪展, 對(duì)流熱通量逐漸增大, 隨著液滴的回縮,對(duì)流熱通量逐漸減小.而傳導(dǎo)熱通量幾乎在第一次鋪展-回縮過程完成后達(dá)到峰值, 之后隨著時(shí)間的推移逐漸減小.對(duì)比圖6(a—c)可以發(fā)現(xiàn), 液滴撞擊壁面?zhèn)鲗?dǎo)熱通量量級(jí)在104—105W/m2, 對(duì)流熱通量量級(jí)在105—106W/m2.隨著液滴初始速度的增加, 對(duì)流熱通量數(shù)值顯著增大, 傳導(dǎo)熱通量數(shù)值保持穩(wěn)定; 液滴撞擊壁面過程中, 對(duì)流熱通量峰值均高于傳導(dǎo)熱通量.對(duì)于傳導(dǎo)熱通量, 液滴撞擊速度對(duì)其變化影響較小; 對(duì)于對(duì)流熱通量, 撞壁時(shí)刻后對(duì)流熱通量由遞增逐漸變?yōu)檫f減.

圖6(d)展示了不同初始速度下液滴撞擊壁面過程中總熱通量對(duì)數(shù)值隨時(shí)間的變化趨勢(shì).可以看出, 三種情況下曲線均呈現(xiàn)多峰分布, 總體趨勢(shì)均隨時(shí)間逐漸降低.隨著液滴初始速度的增大, 液滴的峰值總熱通量逐漸增大, 總熱通量衰減速度逐漸增大.造成上述現(xiàn)象的原因是, 液滴撞擊熱壁面之后, 由于液滴與壁面存在較大的溫差, 根據(jù)公式(8)和(9)可知, 傳導(dǎo)熱通量和對(duì)流熱通量會(huì)迅速升高, 且隨著初始速度的增大, 對(duì)流換熱得到加強(qiáng),但傳導(dǎo)換熱強(qiáng)度基本保持不變.實(shí)際上, 對(duì)流換熱是熱對(duì)流和熱傳導(dǎo)同時(shí)參與的換熱過程, 所以在熱通量數(shù)值上, 對(duì)流熱通量要大于傳導(dǎo)熱通量.

圖6 不同速度下傳導(dǎo)及對(duì)流熱通量隨時(shí)間的變化 (a) 0.5 m/s; (b) 1 m/s; (c) 2 m/s; (d)不同速度下總熱通量隨時(shí)間的變化Fig.6.Conductive and convective heat flux changes with time at different speeds: (a) 0.5 m/s; (b) 1 m/s; (c) 2 m/s; (d) total heat flux changes with time at different speeds.

3.4 壁面浸潤性對(duì)對(duì)流和傳導(dǎo)熱通量的影響

壁面浸潤性對(duì)液滴撞壁傳熱特性有一定的影響.通常情況下, 采用靜態(tài)接觸角(θ)來表征壁面浸潤程度.當(dāng)θ< 90°時(shí), 認(rèn)為壁面為親水壁面; 當(dāng)θ= 90°時(shí), 認(rèn)為壁面為普通壁面; 當(dāng)θ> 90°時(shí), 認(rèn)為壁面為疏水壁面.圖7 展示了不同浸潤性條件下熱通量隨時(shí)間的變化趨勢(shì), 選取靜態(tài)接觸角分別為45°, 90°, 135°.

分析圖7(a—c)可知, 液滴撞擊壁面?zhèn)鲗?dǎo)熱通量量級(jí)在103—104W/m2, 對(duì)流熱通量在104—105W/m2.隨著靜態(tài)接觸角的增大, 傳導(dǎo)熱通量的峰值逐漸減小; 當(dāng)θ= 45°時(shí), 傳導(dǎo)熱通量呈現(xiàn)單峰分布, 隨著壁面疏水性的增強(qiáng)(θ= 135°), 傳導(dǎo)熱通量顯示出了雙峰分布; 隨著靜態(tài)接觸角的增大, 液滴撞擊壁面后對(duì)流熱通量多峰分布趨勢(shì)越來越明顯.

圖7(d)展示了不同浸潤條件下液滴撞擊壁面過程總熱通量隨時(shí)間的變化.從圖7(d)可以看出,液滴撞擊壁面后, 親水壁面條件下總熱通量顯著升高, 隨著壁面疏水性的增加, 總熱通量升高趨勢(shì)逐漸降低, 峰值逐漸減小, 但多峰分布趨勢(shì)越來越顯著.造成上述現(xiàn)象的原因是, 在液滴撞擊熱壁面過程中, 靜態(tài)接觸角越大, 意味著壁面疏水性越強(qiáng),液滴越不易鋪展, 固液接觸面接越小, 峰值對(duì)流熱通量和傳導(dǎo)熱通量均減小, 總熱通量峰值也減小.疏水性越強(qiáng), 壁面具有的表面能越大, 液滴撞擊壁面后越容易出現(xiàn)鋪展回縮行為, 固液接觸面積隨著液滴的鋪展回縮而增大或減小, 使得對(duì)流熱通量與傳導(dǎo)熱通量多峰分布越來越明顯.

3.5 液滴尺寸對(duì)對(duì)流和傳導(dǎo)熱通量的影響

圖7 不同浸潤性下傳導(dǎo)及對(duì)流熱通量隨時(shí)間的變化 (a) θ = 45°; (b) θ = 90°; (c) θ = 135°; (d)不同浸潤性下總熱通量隨時(shí)間變化Fig.7.Conduction and convective heat flux changes with time under different wettability: (a) θ = 45°; (b) θ = 90°; (c) θ = 135°;(d) total heat flux varies with time under different wettability.

圖8 不同液滴尺寸下傳導(dǎo)及對(duì)流熱通量隨時(shí)間的變化 (a) 20 μm; (b) 30 μm; (c) 50 μm; (d)不同液滴尺寸下總熱通量隨時(shí)間變化Fig.8.Conduction and convection heat flux changes with time under different droplet sizes: (a) 20 μm; (b) 30 μm; (c) 50 μm;(d) total heat flux changes with time under different droplet sizes.

圖8 展示了不同液滴尺寸下熱通量隨時(shí)間的變化趨勢(shì), 所選液滴直徑分別為20, 30, 50 μm.從圖8 中可以看出, 液滴撞擊壁面?zhèn)鲗?dǎo)熱通量量級(jí)在103—104W/m2, 對(duì)流熱通量在103—105W/m2.隨著液滴直徑的增大, 傳導(dǎo)熱通量與對(duì)流熱通量均提高, 傳導(dǎo)熱通量最大值由3.5 × 104W/m2增加到5 × 104W/m2, 對(duì)流熱通量最大值由3.5 × 104W/m2增加到5.5 × 105W/m2, 對(duì)流熱通量增幅遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于傳導(dǎo)熱通量.當(dāng)液滴直徑為20 μm 時(shí), 液滴撞擊壁面后峰值傳導(dǎo)熱通量在1.25 × 104W/m2左右, 峰值對(duì)流熱通量在1 × 104W/m2左右, 說明傳導(dǎo)熱通量在大部分時(shí)刻均大于對(duì)流熱通量.隨著液滴直徑的增大, 液滴撞擊壁面后傳導(dǎo)熱通量逐漸增大, 對(duì)流熱通量增長率逐漸減小, 其多峰分布趨勢(shì)越來越明顯, 傳導(dǎo)熱通量單峰分布趨勢(shì)越來越顯著.

圖8(d)呈現(xiàn)了不同液滴直徑下液滴撞擊壁面總熱通量隨時(shí)間的變化.由圖8(d)可知, 三種情況下液滴撞擊壁面后總熱通量均顯著增加, 而且隨著液滴直徑的增大, 峰值熱通量逐漸增大; 液滴直徑越大, 總熱通量多峰分布越明顯, 對(duì)比圖8(a)—圖8(c)可知, 液滴撞擊壁面總熱通量分布趨勢(shì)與對(duì)流熱通量分布趨勢(shì)相似.這表明, 在液滴撞擊壁面換熱過程中, 對(duì)流熱通量占主導(dǎo)地位, 而且隨著液滴直徑增大, 對(duì)流熱通量對(duì)總熱通量的貢獻(xiàn)越來越大.

4 結(jié) 論

采用相場方法對(duì)微米液滴撞擊壁面模型進(jìn)行數(shù)值模擬, 獲得了速度、浸潤性和液滴尺寸對(duì)液滴撞擊壁面?zhèn)鳠崽匦缘挠绊懸?guī)律, 結(jié)論如下:

1)液滴撞擊壁面過程中固液界面存在明顯的三相接觸點(diǎn)效應(yīng), 熱流密度峰值均出現(xiàn)在三相接觸點(diǎn)附近; 與固液界面距離越遠(yuǎn), 三相接觸點(diǎn)對(duì)熱流密度的影響越小, 而且熱流密度出現(xiàn)延遲效應(yīng).

2)隨著初始速度的增加, 對(duì)流熱通量顯著增加, 傳導(dǎo)熱通量基本不變; 初始速度增大, 峰值熱通量及總熱通量近似保持恒定, 速度效應(yīng)并不顯著.

3)隨著壁面親水性的增加, 傳導(dǎo)熱通量逐漸增大, 對(duì)流熱通量變化較小; 壁面親水性越強(qiáng), 液滴撞擊壁面過程中峰值熱通量越大, 總熱通量也越大.

4)隨著液滴尺寸的增大, 傳導(dǎo)熱通量與對(duì)流熱通量均顯著增加, 對(duì)流熱通量增加幅度更大; 液滴尺寸越大, 液滴撞擊壁面過程中峰值熱通量越大, 總熱通量也越大.