豎直矩形通道內(nèi)超臨界正癸烷振蕩特性的大渦模擬

李 勇，孫 豐，謝公南，曹 楨，傅佳宏

（1.西北工業(yè)大學(xué)航海學(xué)院，西安 710072；2.太原理工大學(xué)電氣與動力工程學(xué)院，太原 030024；3.隆德大學(xué)能源科學(xué)系，隆德SE? 22100；4.浙大城市學(xué)院機械電子工程學(xué)系，杭州 310015）

以碳?xì)淙剂蠟橥七M(jìn)劑的超燃沖壓發(fā)動機被普遍認(rèn)為是高超聲速飛行器的核心部件［1］。超燃沖壓發(fā)動機在高超聲速下飛行時，燃燒釋熱和氣動加熱雙重作用使得燃燒室的熱負(fù)荷劇增，僅依靠被動隔熱無法保證超燃沖壓發(fā)動機在高飛行馬赫數(shù)下運行的安全性［2］，采用自身燃料作為冷卻劑的主動再生冷卻技術(shù)被認(rèn)為是解決燃燒室熱管理的最有效途徑之一［3?4］。由于燃燒室內(nèi)壓力一般在3.5～7.0 MPa 之間［5］，超過了碳?xì)淙剂系呐R界壓力2～3 MPa，因此，利用再生冷卻通道內(nèi)超臨界碳?xì)淙剂系膶α鱾鳠徇^程以吸收燃燒室壁面熱量，從而實現(xiàn)超燃沖壓發(fā)動機燃燒室安全運行的目的。

研究人員對超臨界碳?xì)淙剂显诰匦瓮ǖ纼?nèi)的對流傳熱特性（傳熱惡化和傳熱強化）進(jìn)行了大量的實驗和數(shù)值研究。Zhu 等［6］認(rèn)為浮升力有助于豎直向下流動工況下的傳熱性能，但對豎直向上流動工況則反之。Pu 等［7］觀察到流道截面溫度分布不均勻，同樣認(rèn)為浮升力在超臨界流體流動傳熱過程中不能被忽略。Lei 等［8］和Li 等［9］指出相比于圓形通道，矩形通道內(nèi)超臨界碳?xì)淙剂狭呀廪D(zhuǎn)化率和熱沉更具有優(yōu)勢。Hou 等［10］對比分析了碳?xì)淙剂嫌袩o裂解反應(yīng)條件下流體溫度和壁面溫度分布情況，發(fā)現(xiàn)裂解反應(yīng)的化學(xué)吸熱能力可有效提升碳?xì)淙剂系睦鋮s性能。張斌等［11］實驗研究了熱流密度和進(jìn)口溫度對國產(chǎn)航空煤油RP?3 傳熱特性的影響規(guī)律，認(rèn)為豎直向上管和向下管進(jìn)口處均會出現(xiàn)傳熱惡化現(xiàn)象。Li 等［12］數(shù)值研究了壁面導(dǎo)熱系數(shù)對超臨界正癸烷溫度分布的影響規(guī)律。Sun 等［13］同樣分析了壁面導(dǎo)熱系數(shù)對熱輸運的影響，發(fā)現(xiàn)在較大導(dǎo)熱系數(shù)工況下，浮升力誘導(dǎo)的二次流被極大地削弱。Hu 等［14］觀察了不同工況下的二次流強度，認(rèn)為較大的質(zhì)量流率和運行壓力降低了二次流強度，但體積熱源密度起到相反的效果。程澤源等［15］研究了換熱通道的直徑大小對傳熱性能的影響規(guī)律，認(rèn)為直徑越大，傳熱惡化現(xiàn)象越容易發(fā)生。

針對超臨界傳熱惡化現(xiàn)象，不同的強化換熱方法被提出，Li 等［16］研究了不同螺旋矩形通道內(nèi)的對流傳熱情況，發(fā)現(xiàn)小間距螺旋通道可以更好地降低壁面溫度，同時加速效應(yīng)被輕微地誘導(dǎo)。Li等［17?19］通過研究截斷肋通道、雙層通道和套管通道對超臨界正癸烷強化傳熱性能，認(rèn)為間距/高度比12.5～25 的肋片布局、相同流向雙層通道、相同流向套管通道（內(nèi)通道遠(yuǎn)離加熱面）具有較強的換熱能力。孫星等［20］研究了超臨界正癸烷在螺旋管中的傳熱規(guī)律，發(fā)現(xiàn)螺旋管內(nèi)側(cè)溫度降低，環(huán)向溫度分布更均勻。黃世璋等［21］分析了超臨界碳?xì)淙剂显诓y管內(nèi)的傳熱特性，表明波紋管內(nèi)的對流換熱系數(shù)可提升40%，溫度和組分濃度徑向分布更加均勻。另外，超臨界碳?xì)淙剂狭鲃訐Q熱不穩(wěn)定現(xiàn)象也備受關(guān)注，胡雪烈等［22］闡述了超臨界碳?xì)淙剂下晫W(xué)型、轉(zhuǎn)捩型和物性型不穩(wěn)定振蕩類型以及觸發(fā)機制。王彥紅等［23?24］實驗發(fā)現(xiàn)了豎直上升圓管內(nèi)熱聲振蕩現(xiàn)象，認(rèn)為近壁流體密度和黏度的耦合作用是誘發(fā)主因，且熱聲振蕩熱通量隨著質(zhì)量流量和進(jìn)口溫度的提高而增加。嚴(yán)俊杰等［25］在豎直圓管內(nèi)發(fā)現(xiàn)了兩種不同的實驗振蕩現(xiàn)象（轉(zhuǎn)捩型：閾值為Re=5 000；物性型：周期為8～15 s）。Sun 等［26］基于大渦模擬結(jié)果認(rèn)為在浮升力影響下超臨界正癸烷流動換熱可分為3 個階段。Sun 等［27］采用大渦模擬發(fā)現(xiàn)了超臨界正癸烷振蕩現(xiàn)象并科學(xué)地解釋了發(fā)生機制。

上述超臨界碳?xì)淙剂蠈α鱾鳠嵫芯?，主要基于穩(wěn)態(tài)工況或者長耗時下非穩(wěn)態(tài)工況的穩(wěn)定狀態(tài)，且瞬態(tài)工況多為實驗研究，然而鮮有報道針對初始瞬態(tài)工況下的碳?xì)淙剂蠈α鱾鳠崽匦匝芯?。Pizza?relli［28］認(rèn)為超臨界流體傳熱惡化及強化機理依舊不清晰。為此，本文采用大渦模擬（Large?eddy simulation，LES）方法，數(shù)值探究再生冷卻通道內(nèi)超臨界正癸烷非裂解工況下流動傳熱初期的振蕩現(xiàn)象，旨在進(jìn)一步闡明超臨界碳?xì)淙剂系牧鲃觽鳠嵋?guī)律及物理機制，為空天飛行器再生冷卻通道的可靠設(shè)計提供理論支撐，同時為其他超臨界流體的流動傳熱研究提供有益借鑒。

1 物理模型的建立

超燃沖壓發(fā)動機燃燒室主動再生冷卻系統(tǒng)中，超臨界碳?xì)淙剂显谌紵冶诿鎯?nèi)的矩形通道中吸收熱量。選取截面尺寸為1.8 mm×1.8 mm、壁厚為0.6 mm 的矩形通道作為本研究的物理模型，如圖1 所示。模型分為3 部分，150 mm（水力直徑的83 倍）上游段、500 mm（水力直徑的278 倍）測試段（即加熱段）和150 mm（水力直徑的83 倍）下游段，其中上游段和下游段可保證流動充分發(fā)展和抑制回流效應(yīng)。流體豎直向上流動（重力加速度方向與其相反）。1.5 MW/m2的熱流施加在單一壁面上，其余壁面設(shè)為絕熱條件。入口質(zhì)量流量為1.5 g/s，入口溫度為473 K。出口設(shè)為壓力出口，其值為3.0 MPa。流體域和固體域的交界面設(shè)為無滑移壁面邊界。

圖1 計算模型與邊界條件Fig.1 Computational model and boundary conditions

2 數(shù)值方法

2.1 控制方程

超臨界正癸烷在豎直矩形通道內(nèi)的流動傳熱規(guī)律由質(zhì)量守恒方程、動量守恒方程和能量守恒方程控制。大渦模擬數(shù)值計算方法本質(zhì)是直接求解大尺度渦，而采用模型近似求解小尺度渦，其控制方程形式如下，具體符號表示參閱文獻(xiàn)［26，29］。

2.2 物性參數(shù)

超臨界正癸烷的物性參數(shù)（密度、比熱、導(dǎo)熱系數(shù)和動力粘度）從美國國家標(biāo)準(zhǔn)與技術(shù)協(xié)會（Na?tioanl institute of standards and technology，NIST）數(shù)據(jù)庫REFPROP 中獲取。具體地［30］，采用MAT?LAB 調(diào)用REFPROP 9.0 數(shù)據(jù)庫來獲取50 組溫度?熱物性參數(shù)值的數(shù)據(jù)點（壓力變化范圍很小，故忽略壓力對熱物性參數(shù)的影響），借助Fluent 軟件中分段線性插值方法供用戶自定義流體熱物性，利用Journal 文件導(dǎo)入Fluent 軟件，實現(xiàn)50 組熱物性參數(shù)的數(shù)據(jù)點自動輸入。固體域為不銹鋼，其密度和比熱分別為7 930 kg/m3和500 J/（kg·K），導(dǎo)熱系數(shù)在12.1～28.5 W/（m·K）范圍內(nèi)變動（隨著溫度升高而變大）。

2.3 求解方法

圖2 為流體域和固體域結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格局部示意圖，設(shè)置方法詳見文獻(xiàn)［31］。為實現(xiàn)高精度計算需求，設(shè)定近壁區(qū)第一層網(wǎng)格高度為0.01 mm，量綱為-值y+＜1，流向網(wǎng)格間距Δz+= 50～100，展向網(wǎng)格間距Δx+= 10～20，近壁區(qū)網(wǎng)格增長率為1.05，全域網(wǎng)格總數(shù)為8.2×106。為捕捉邊界層內(nèi)瞬態(tài)流動信息，選取適應(yīng)壁面的局部渦流黏度模型（Wall?adapting local eddy?viscosity，WALE）模型求解控制方程中亞格子粘性項。速度?壓力耦合求解采用壓力的隱式算子分裂法（Pressure implicit with splitting of operator，PISO）算法處理，時間項采用二階隱式差分格式離散，對流項和擴(kuò)散項采用二階差分格式離散，湍流脈動采用渦方法處理。根據(jù)克朗條件（Courant?Friedrich?Le vy，CFL）計算時間步長［32］，其公式為

圖2 截面網(wǎng)格及局部放大圖Fig.2 Mesh of a cross-section and local magnification

式中：us為速度尺度，可視為入口流速，ls為網(wǎng)格單元尺度，最終確定時間步長為1×10-4s。設(shè)定數(shù)值模擬時長為1.5 s，內(nèi)循環(huán)迭代步數(shù)為20，共計算30萬步。

2.4 數(shù)值驗證

現(xiàn)有實驗結(jié)果多為穩(wěn)態(tài)數(shù)據(jù)，需計算LES 穩(wěn)態(tài)結(jié)果并進(jìn)行數(shù)值驗證。為節(jié)省計算資源，采用雷諾平均納維?斯托克斯方程（Reynolds average navier?stokes simulation，RANS）收斂結(jié)果作為LES 初始場數(shù)據(jù)。利用文獻(xiàn)［7］中的幾何模型和實驗數(shù)據(jù)驗證LES 計算模擬精度。幾何模型為2.05 mm×2.05 mm 水平矩形通道，壁厚0.95 mm，上游段100 mm，測試段150 mm，下游段25 mm。邊界條件為qm= 162 kg/（m2·s），Tin= 620 K，pin= 3.0 MPa，qw= 103 kW/m2。選定矩形通道上壁面溫度、下壁面溫度和側(cè)壁面溫度為對比參數(shù)，計算結(jié)果與實驗數(shù)據(jù)的對比結(jié)果如圖3 所示?？梢姡瑪?shù)值計算的下壁面溫度、側(cè)壁面溫度與實驗數(shù)據(jù)吻合較好；上壁面溫度略有增加，預(yù)測精度較低是由于該區(qū)域發(fā)生傳熱惡化現(xiàn)象的緣故［33?34］?？傮w而言，結(jié)果表明LES 數(shù)值方法可靠，可用于超臨界正癸烷非常規(guī)流動傳熱特性分析。

圖3 大渦模擬數(shù)值結(jié)果和實驗數(shù)據(jù)對比分析Fig.3 Comparative analysis between the LES results and experimental data

3 結(jié)果與分析

3.1 溫度和速度分布特征

將測試段出口中心位置（［1.5，1.5，650］）作為監(jiān)測點，其溫度和速度隨時間的變化規(guī)律如圖4所示。在數(shù)值計算時長1.5 s 內(nèi)溫度和速度變化較大，但仍未達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)，證實超臨界正癸烷在流動傳熱初期存在波動。特別地，在時間段0.6～1.1 s 內(nèi)，溫度陡增至峰值，隨后下降至低谷，相應(yīng)地，速度在相同時刻也存在波動。溫度和速度之間不存在必然聯(lián)系，即：0～0.6 s 流體溫度保持不變，速度卻先升高后降低；0.6～1.0 s 溫度升高，1.0～1.1 s 溫度降低，而0.6～0.7 s 速度降低，0.7～0.9 s速度升高，0.9～1.0 s 速度降低，1.0～1.1 s 速度升高；1.1～1.5 s 溫度幾乎恒定，速度降低。原因在于：（1）本研究工況速度波動性較大，類似于湍流流動的發(fā)展段；（2）靠近加熱面的流體溫度高，黏性系數(shù)降低，剪切應(yīng)力減小，中心區(qū)域流體速度增大；（3）浮升力驅(qū)動二次流摻混上下壁面區(qū)域流體，進(jìn)一步影響截面速度分布。

圖4 給出0.1 s 間隔下溫度和速度的波動軌跡，無法完全反映出真實變化情況。圖5 給出了10-4s 間隔下1.4～1.5 s 內(nèi)下游段出口截面平均速度分布，下游段出口截面平均速度產(chǎn)生的波動幅度與文獻(xiàn)［23］中質(zhì)量流量振蕩相一致，出現(xiàn)近似三角函數(shù)式波動規(guī)律，如果與系統(tǒng)振動頻率相近，形成共振效應(yīng)會造成再生冷卻通道破裂失效［22，35］。

圖4 點（1.5，1.5，650）處溫度和速度隨時間變化曲線Fig.4 Distributions of temperature and velocity along the time at point(1.5, 1.5, 650)

圖5 時間段1.4～1.5 s 內(nèi)下游段出口截面平均速度分布Fig.5 Average velocity distribution of the outlet section of the downstream section in the period of 1.4～1.5 s

圖6 給出時間點0.5、1.0 和1.5 s 時線（［1.5，2.4，150］～［1.5，2.4，650］）與線（［1.5，0.6，150］～［1.5，0.6，650］）上的沿程壁面溫度分布情況。線（［1.5，0.6，150］～［1.5，0.6，650］）上的壁面溫度明顯高于線（［1.5，2.4，150］～［1.5，2.4，650］上的溫度，原因在于前者更加靠近加熱壁面，熱量無法有效傳輸。不同時刻兩沿程壁面溫度分布特征一致，隨時間推移沿程壁面溫度逐漸升高。0.5 s時壁面溫度均勻分布，分別位于486 K 和670 K 左右；1.0 s 時沿程150～500 mm 范圍內(nèi)壁面溫度分別位于545 K 和790 K 左右，1.5 s 時該沿程范圍內(nèi)壁面溫度分別位于630 K 和880 K 左右；沿程500～650 mm 范圍內(nèi)溫度均略有降低。相較于亞臨界條件下的壁面溫度分布規(guī)律，超臨界態(tài)時后半程壁面出現(xiàn)溫度下降趨勢，說明此區(qū)域已出現(xiàn)傳熱強化現(xiàn)象。

圖6 時間點0.5、1.0、1.5 s 壁面沿程溫度分布Fig.6 Wall temperature distribution along the flow direc?tion at the time of 0.5, 1.0, 1.5 s

圖7 給出時間點0.5、1.0 和1.5 s 時流體域中心線（［1.5，1.5，150］～［1.5，1.5，650］）上顯著不同的溫度和速度分布。0.5 s 時流體沿程溫度保持不變，速度單調(diào)遞增。1.0 s 時沿程150～620 mm 內(nèi)溫度保持不變，而后迅速上升再降低；速度保持輕微變化，而后迅速下降再產(chǎn)生波動。1.5 s 時溫度在沿程150～610 mm 段保持不變，而后迅速增大再略微減小，速度沿程呈現(xiàn)降低趨勢，在400～650 m段出現(xiàn)小范圍波動。圖4 中監(jiān)測點［1.5，1.5，650］在t= 0.6 s 后溫度才發(fā)生變化，表明t= 0.5 s 時熱量還未傳遞到中心區(qū)域，沿程壁面溫度保持不變。對于t= 1.0 s 和t= 1.5 s，中心區(qū)域溫度發(fā)生變化，位置相較于t= 0.5 s 發(fā)生前移，分別位于z=620 mm 和z= 610 mm 處，表明熱量持續(xù)地向中心區(qū)域傳輸。本研究側(cè)重于瞬態(tài)初始工況，流動尚處于湍流發(fā)展階段，呈現(xiàn)速度隨機變化特征?？傮w上，溫度和速度振蕩區(qū)域出現(xiàn)在矩形通道后半程，表明主動再生冷卻通道后半程較易發(fā)生非常規(guī)流動傳熱現(xiàn)象，原因在于通道后半程靠近壁面區(qū)域的溫度處于擬臨界溫度附近（超臨界正癸烷：擬臨界壓力3 MPa，擬臨界溫度為648.2 K），超臨界正癸烷的物性參數(shù)發(fā)生劇烈變化，吸熱能力提升。

圖7 時間點0.5，1.0，1.5 s 中心線（[1.5, 1.5, 150]～[1.5,1.5, 650]）沿程溫度和速度分布Fig.7 Distributions of temperature and velocity along the centerline ([1.5, 1.5, 150]—[1.5, 1.5, 650]) at the time of 0.5, 1.0, 1.5 s

3.2 截面流線分布特征

為進(jìn)一步探明沿程500～650 mm 處壁面溫度明顯變化（圖6）的原因，圖8 展示了z= 600 mm 截面處的流線及溫度分布情況，其中流線用速度大小來表征。t= 0.5 s 時靠近加熱面的流體溫度增大，浮升力驅(qū)動流體從溫度較高區(qū)域流向較低區(qū)域，遠(yuǎn)離加熱面的位置，中心區(qū)域流體速度較大；t= 1.0 s時發(fā)現(xiàn)渦分布，原因在于靠近壁面的流體溫度處于擬臨界溫度附近，物性參數(shù)劇烈變化，流體速度較大的區(qū)域開始下移，流向開始由遠(yuǎn)離加熱面向靠近加熱面轉(zhuǎn)變，處于摻混狀態(tài)；t= 1.5 s 時渦開始下移，低溫流體開始沖擊加熱面，強化了傳熱效果。

圖8 不同時間點沿程截面z = 600 mm 處流線和溫度分布Fig.8 Streamline with the magnitude of velocity and temperature distributions at the different cross-sections

3.3 渦的演化規(guī)律

為進(jìn)一步揭示渦演化規(guī)律，圖9 采用旋渦強度= 28 s-1來表征0.5、1.0、1.5 s 時渦核分布特征。t=0.5 s 時渦核主要集中在通道的中心且遠(yuǎn)離加熱面位置，旋渦處溫度較低，進(jìn)口和出口處未觀察到渦分布；t=1.0 s 時中心部位渦核消失，600～650 mm 段內(nèi)出現(xiàn)大量渦核，500～600 mm 段內(nèi)存在少許遠(yuǎn)離加熱面渦核，相比于時刻0.5 s，溫度有所增加；t=1.5 s 時渦核廣泛分布，相較于t=0.5 s和t=1.0 s 時，渦核處于加熱面附近，溫度進(jìn)一步升高。從t=0.5 s 到t=1.5 s 時，渦核實現(xiàn)由上壁面向下壁面的轉(zhuǎn)移，增強加熱壁面的傳熱效果，其原因在于靠近加熱面的流體溫度處于擬臨界值附近，變物性流體紊亂程度加強。

3.4 動能分布特征

圖10 給出了中心區(qū)域y?z截面上的溫度和動能分布。t=0.5 s 時靠近受熱面的流體溫度逐漸增大，動能呈現(xiàn)出中間大兩端小的趨勢。t=1.0 s 時由于固體域?qū)?，遠(yuǎn)離受熱面的流體溫度逐漸增大，壁面處動量梯度被分為150～450 mm 段內(nèi)小動量區(qū)域和450～600 mm 段內(nèi)大動量區(qū)域，且出口處出現(xiàn)動量波動和溫度波動現(xiàn)象。t=1.5 s 時加熱面處流體溫度接近擬臨界溫度，流體密度減小，動能和溫度波動性較強。而未達(dá)到擬臨界溫度的區(qū)域，動能和溫度未出現(xiàn)明顯波動，說明流體物性的劇烈變化是誘導(dǎo)強波動的原因。圖6 中波動引起壁面位置500～650 mm 處溫度降低，振蕩現(xiàn)象強化了流體與固體壁面之間的熱傳遞。從圖9 中可知振蕩現(xiàn)象誘導(dǎo)大量旋渦，使熱量傳遞得到有效保障?？傊?，振蕩現(xiàn)象的存在有益于提升超臨界正癸烷的對流傳熱性能。

圖9 不同時刻渦核分布Fig.9 Distribution of vortex core region at different time

圖10 不同時刻截面y?z 上的溫度和動能分布（單位：mm）Fig.10 Distributions of temperature and kinetic energy of the y?z cross-section at different time (unit:mm)

3.5 性能分析

為評估不同時刻超臨界正癸烷在矩形冷卻通道內(nèi)的流動傳熱性能，本文采用平均努賽爾數(shù)和范寧阻力系數(shù)，計算公式為

式中：Nu為加熱面平均努塞爾數(shù)，h為加熱面平均傳熱系數(shù)，λave為基于進(jìn)出口平均溫度計算得到的導(dǎo)熱系數(shù)，qw為加熱面的熱流密度，Tw_ave為加熱面的平均溫度，Tf_ave為進(jìn)出口平均溫度，Tin和Tout分別為進(jìn)出口截面平均溫度，f為范寧摩擦因數(shù)，Δp為通道壓降，ρave為基于進(jìn)出口平均溫度計算得到的流體密度，uave為進(jìn)出口平均速度，a，Lt分別為冷卻通道的水力直徑（即截面寬度）和測試段長度，uin，uout分別為進(jìn)出口截面速度。

圖11（a）給出了不同時刻努賽爾數(shù)分布，可以看到超臨界正癸烷的平均換熱能力隨時間推移逐漸減小，0～0.5 s 時間內(nèi)下降幅度較大，0.5～1.5 s時間內(nèi)下降幅度較小。原因在于初始流體和加熱壁面間大溫差帶走熱量較多，后續(xù)兩者之間小溫差帶走熱量較少。圖11（b）給出不同時刻范寧摩擦因數(shù)分布，亦出現(xiàn)如圖5 所示的振蕩現(xiàn)象，盡管兩者之間時間間隔不同。作為描述流體所受阻力和推動力之間關(guān)系的范寧摩擦因數(shù)，它隨時間呈現(xiàn)出三角函數(shù)式振蕩，說明流體前進(jìn)速度出現(xiàn)波動性，這直接導(dǎo)致流體動能出現(xiàn)振蕩，進(jìn)一步說明了超臨界正癸烷出現(xiàn)振蕩的原因在于摩擦因數(shù)的波動性。

圖11 不同時刻平均努塞爾數(shù)和范寧摩擦因數(shù)分布Fig.11 Average Nusselt number and Fanning friction factor distributions at different time

4 結(jié)論

超燃沖壓發(fā)動機燃燒室壁面的冷卻依賴于主動再生冷卻系統(tǒng)，超臨界碳?xì)淙剂嫌诰匦瓮ǖ纼?nèi)會發(fā)生不同于亞臨界條件下的流動傳熱現(xiàn)象。由于缺乏流動傳熱初始瞬態(tài)實驗數(shù)據(jù)，本文采用穩(wěn)態(tài)工況下實驗數(shù)據(jù)驗證了長耗時穩(wěn)定工況下的大渦模擬數(shù)據(jù)，進(jìn)一步地，利用大渦模擬數(shù)值計算方法探究超臨界正癸烷初始流動傳熱特性，并試圖解釋其發(fā)生原因。研究得到以下結(jié)論：

（1）超臨界正癸烷流動傳熱初始速度和溫度波動性較大，通過監(jiān)測較小時間間隔的速度分布，發(fā)現(xiàn)振蕩現(xiàn)象存在一定的頻率和振幅。

（2）超臨界正癸烷的總體換熱能力隨時間推移逐漸降低，矩形冷卻通道500～650 mm 范圍內(nèi)的壁面溫度有降低趨勢，傳熱被強化，原因在于流體溫度處于擬臨界溫度附近，物性發(fā)生劇烈變化，摩擦因數(shù)發(fā)生振蕩性，流體動能也出現(xiàn)振蕩現(xiàn)象，誘導(dǎo)產(chǎn)生渦使得遠(yuǎn)離加熱面的冷流體開始沖擊壁面，溫度得以降低。

（3）應(yīng)采用更小時間尺度的大渦模擬數(shù)值計算方法，探究超臨界碳?xì)淙剂戏欠€(wěn)態(tài)流動傳熱過程，得到非穩(wěn)態(tài)振蕩頻率和振幅及穩(wěn)態(tài)渦型演化規(guī)律。