水平管道過(guò)冷沸騰換熱的非穩(wěn)態(tài)數(shù)值計(jì)算

劉 征,余志毅,2,孫偉華,張 珂

(1.北京理工大學(xué) 機(jī)械與車(chē)輛學(xué)院,北京 100081;2.水沙科學(xué)與水利水電工程國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室(清華大學(xué)),北京 100084)

過(guò)冷沸騰是指壁面溫度高于飽和溫度,液體主體溫度低于飽和溫度下所發(fā)生的局部沸騰現(xiàn)象,作為一種強(qiáng)化換熱方式應(yīng)用于內(nèi)燃機(jī)、電子元器件、充電電纜、車(chē)用電池以及大功率激光武器等重要設(shè)備的散熱[1-7]。有學(xué)者針對(duì)過(guò)冷沸騰流動(dòng)換熱進(jìn)行了大量數(shù)值計(jì)算方面的研究,可以分為兩方面:一類(lèi)是穩(wěn)態(tài)計(jì)算,這類(lèi)計(jì)算的計(jì)算量較小,一般針對(duì)相對(duì)復(fù)雜的結(jié)構(gòu),只能獲取各參數(shù)的結(jié)果分布[5-10];另一類(lèi)是同時(shí)反映參數(shù)分布規(guī)律和瞬時(shí)特性非穩(wěn)態(tài)計(jì)算,側(cè)重于對(duì)流動(dòng)過(guò)程參數(shù)的獲取,計(jì)算量較大,更能接近實(shí)際沸騰過(guò)程。魏敬華等[11]對(duì)豎直窄縫通道內(nèi)的過(guò)冷流動(dòng)沸騰進(jìn)行了數(shù)值計(jì)算研究,分析了不同壓力和熱流密度下的汽泡動(dòng)力學(xué)特性;潘良明等[12]建立了過(guò)冷流動(dòng)沸騰凝結(jié)模型,以分析汽泡凝結(jié)過(guò)程的流場(chǎng)特性;葛蘇槿[13]從含氣率、物理場(chǎng)、汽泡行為等方面對(duì)一傾斜管道內(nèi)過(guò)冷沸騰換熱特性進(jìn)行了數(shù)值研究;Lee等[14-17]針對(duì)垂直管道內(nèi)FC-72的過(guò)冷沸騰進(jìn)行了大量研究,首先研究了上升流中的高過(guò)冷度核態(tài)沸騰,總結(jié)了換熱系數(shù)沿軸向的變化規(guī)律,提出了一種適用于VOF模型的剪切力計(jì)算方法,并研究了高過(guò)冷度沸騰在CHF點(diǎn)前后的流動(dòng)傳熱特性以及微重力條件下的低過(guò)冷度沸騰中的汽泡行為和流型演化;Yeo等[18]在不涉及蒸干的情況下成功模擬了微通道中的過(guò)冷沸騰,通過(guò)與實(shí)驗(yàn)以及經(jīng)驗(yàn)關(guān)聯(lián)式驗(yàn)證了數(shù)值計(jì)算方法的有效性;Chen等[19]對(duì)矩形微通道的過(guò)冷沸騰進(jìn)行了數(shù)值模擬,分析了含氣率和熱流密度對(duì)換熱的影響;曹濤濤[20]基于水平通道中的過(guò)冷沸騰,提出了確定Lee模型中傳質(zhì)系數(shù)的經(jīng)驗(yàn)關(guān)聯(lián)式。

現(xiàn)有研究中針對(duì)過(guò)冷沸騰換熱過(guò)程換熱參數(shù)波動(dòng)和分布規(guī)律方面的研究較少,實(shí)際上換熱參數(shù)的波動(dòng)和分布是氣液相變換熱設(shè)備設(shè)計(jì)的重要依據(jù),參數(shù)波動(dòng)過(guò)大產(chǎn)生的熱應(yīng)力會(huì)降低換熱設(shè)備的可靠性,而換熱參數(shù)的分布規(guī)律是確定換熱設(shè)備幾何尺寸的重要參考?；诖?針對(duì)一宏觀(guān)尺度中小直徑水平管道內(nèi)的過(guò)冷沸騰換熱過(guò)程進(jìn)行非穩(wěn)態(tài)數(shù)值計(jì)算,分析沸騰過(guò)程中流動(dòng)和換熱參數(shù)的分布及波動(dòng)特性,并對(duì)過(guò)冷沸騰換熱的規(guī)律進(jìn)行總結(jié),為新型換熱設(shè)備的相關(guān)設(shè)計(jì)提供借鑒經(jīng)驗(yàn)。

1 物理模型及網(wǎng)格劃分

參考目前應(yīng)用廣泛的換熱設(shè)備(如閉式冷卻系統(tǒng)中的冷卻水套以及板翅式換熱器)的通道高度,利用ICEM_CFD 2020 R2建立了一個(gè)高度為10 mm的水平管道二維模型,如圖1所示。管道總長(zhǎng)為800 mm,其中入口段200 mm,加熱段100 mm,出口段500 mm。采用下壁面加熱方式,底部加熱面與流固耦合面之間的固體域厚度為0.5 mm。

圖1 物理模型及計(jì)算域網(wǎng)格分布

通過(guò)ICEM_CFD軟件對(duì)計(jì)算域劃分4套網(wǎng)格,網(wǎng)格總數(shù)分別為65 950、107 250、225 000、274 000。選擇基準(zhǔn)工況,以加熱壁面固體域的平均溫度作為檢驗(yàn)標(biāo)準(zhǔn)。計(jì)算發(fā)現(xiàn),當(dāng)網(wǎng)格總數(shù)在225 000以上時(shí),加熱壁面固體域的平均溫度變化幅度已經(jīng)很小。綜合考慮計(jì)算量與計(jì)算精度,最終選擇第3套網(wǎng)格,即總數(shù)為225 000的網(wǎng)格,其中,流體域縱向網(wǎng)格數(shù)為65,橫向網(wǎng)格數(shù)為3 600,對(duì)加熱段、出口延伸段前部以及壁面附近的網(wǎng)格進(jìn)行加密,第1層網(wǎng)格高度為0.05 mm,YPlus值為3.78。

2 計(jì)算模型及設(shè)置

2.1 計(jì)算模型的選取

VOF多相流模型是一種針對(duì)兩種或兩種以上流體的界面跟蹤技術(shù),其優(yōu)勢(shì)是能夠清晰地捕捉到兩相之間的交界面。為了更準(zhǔn)確地捕捉汽泡的生成發(fā)展過(guò)程,分析汽泡的運(yùn)動(dòng)規(guī)律,選擇VOF模型對(duì)過(guò)冷沸騰換熱過(guò)程進(jìn)行計(jì)算。

湍流模型選擇SSTk-ω模型,湍流阻力因子設(shè)置為10,以對(duì)壁面處的汽泡生成發(fā)展的非穩(wěn)態(tài)過(guò)程進(jìn)行更好的描述[21]。

此外,相變模型是過(guò)冷沸騰數(shù)值計(jì)算所涉及的重要模型。由Lee在1980年提出的半隱式傳熱傳質(zhì)模型——Lee模型[22],是目前應(yīng)用最為廣泛的相變模型。該模型將相變過(guò)程簡(jiǎn)化為飽和溫度與實(shí)際溫度的溫差驅(qū)動(dòng)的傳質(zhì)過(guò)程,其形式簡(jiǎn)單且能夠模擬沸騰和凝結(jié)過(guò)程的全階段,Lee模型的基本方程如下[21-22]:

連續(xù)方程為

(1)

Lee模型相變過(guò)程質(zhì)量傳遞源項(xiàng)求解方式為

(2)

能量傳遞源項(xiàng)為質(zhì)量源項(xiàng)與汽化潛熱的乘積,表示為

Q=mhfg

(3)

式中:α為相體積分?jǐn)?shù);ρ為密度,kg/m3;v為速度矢量;Q為能量傳遞源項(xiàng),J/(s·m3);m為質(zhì)量傳遞源項(xiàng),kg/(s·m3);hfg為汽化潛熱,J/kg;T為流體溫度,K;Tsat為飽和溫度,K;r為相變傳質(zhì)系數(shù),s-1,其取值需要根據(jù)具體工況進(jìn)行調(diào)整,本研究所采取的方式為結(jié)合計(jì)算關(guān)聯(lián)式的結(jié)果對(duì)傳質(zhì)系數(shù)的取值進(jìn)行若干次試算,最終在3種不同熱流密度(150、200、250 kW/m2)下,汽化傳質(zhì)系數(shù)分別確定為0.1、0.5、2.0。鑒于氣相密度較低,一般認(rèn)為凝結(jié)傳質(zhì)系數(shù)應(yīng)當(dāng)取較大值,Kim等[23]認(rèn)為凝結(jié)傳質(zhì)系數(shù)應(yīng)當(dāng)在汽化傳質(zhì)系數(shù)的基礎(chǔ)上乘以液體密度與氣體密度的比值,以此為基礎(chǔ),近似將汽化傳質(zhì)系數(shù)與凝結(jié)傳質(zhì)系數(shù)的比確定為1/1 600,故凝結(jié)傳質(zhì)系數(shù)的取值分別為160、800、3 200;下標(biāo)v和l分別代表氣相和液相,下標(biāo)e和c分別代表汽化和凝結(jié)過(guò)程。

此外,基于核沸騰起始需要一定的過(guò)熱條件,通過(guò)UDF功能將Bergles提出的沸騰起始點(diǎn)計(jì)算關(guān)聯(lián)式[24]嵌入由Lee模型構(gòu)建的傳熱傳質(zhì)源項(xiàng)表達(dá)式中,計(jì)算沸騰起始階段所需過(guò)熱度,作為計(jì)算沸騰核化前單相液體換熱的補(bǔ)充,計(jì)算關(guān)聯(lián)式為

(4)

式中:p為絕對(duì)壓力,Pa;qONB為沸騰起始點(diǎn)熱流密度,W/m2;TONB為該熱流密度下所對(duì)應(yīng)的沸騰起始點(diǎn)溫度,K;TONB-Tsat即所在位置達(dá)到沸騰起始點(diǎn)所需過(guò)熱度,沸騰起始點(diǎn)溫度通過(guò)所在位置相鄰接觸面的局部熱流密度以及所在位置的局部壓力求得。

基于此,將成核位置限制在靠近加熱面的近壁區(qū),當(dāng)流體存在一定過(guò)熱,但局部區(qū)域不存在相界面時(shí),認(rèn)為該區(qū)域處于沸騰核化前的單相階段,由于此時(shí)將要發(fā)生的汽化過(guò)程位于液相內(nèi)部,近似以沸騰起始點(diǎn)溫度作為此時(shí)的汽化溫度,將式(2)的質(zhì)量傳遞源項(xiàng)修正為

(5)

當(dāng)沸騰過(guò)程存在相界面或發(fā)生氣相的凝結(jié)過(guò)程時(shí),質(zhì)量源項(xiàng)求解仍使用式(2)。最后,通過(guò)Fluent中的UDF功能,將當(dāng)前質(zhì)量源項(xiàng)的求解結(jié)果引入計(jì)算。綜合考慮式(4)和(5),質(zhì)量源項(xiàng)可以表達(dá)為

(6)

2.2 邊界條件和其他設(shè)置

邊界條件方面,入口邊界流速為0.4 m/s,過(guò)冷度為5 K;出口壓力設(shè)置為常壓101 325 Pa;加熱壁面設(shè)置3種熱流密度,分別為150、200、250 kW/m2;表面張力的求解采用Brackbill等提出的CSF表面張力模型[25]。

壓力速度的耦合采用SIMPLEC算法。對(duì)于標(biāo)量方程各項(xiàng)的空間離散,壓力采用PRESTO!格式,體積分?jǐn)?shù)采用幾何重構(gòu)格式,能量和動(dòng)量采用二階迎風(fēng)格式,湍動(dòng)能和湍流耗散率采用一階迎風(fēng)格式;為保證計(jì)算的收斂性,采用可變時(shí)間步長(zhǎng),范圍為5×10-6～5×10-4s,限制全局庫(kù)朗數(shù)為1以下,每個(gè)時(shí)間步的最大迭代次數(shù)設(shè)置為50,計(jì)算總時(shí)長(zhǎng)設(shè)置為1.2 s。

3 計(jì)算結(jié)果分析

3.1 結(jié)果合理性驗(yàn)證

數(shù)值計(jì)算結(jié)果的可靠性通過(guò)過(guò)冷流動(dòng)沸騰換熱經(jīng)驗(yàn)關(guān)聯(lián)式驗(yàn)證。常用的沸騰換熱關(guān)聯(lián)式中適用于過(guò)冷沸騰的關(guān)聯(lián)式包括Chen關(guān)聯(lián)式、Moles-Shaw關(guān)聯(lián)式、Shah關(guān)聯(lián)式的修正形式、Gungor-Winterton關(guān)聯(lián)式以及Liu-Winterton關(guān)聯(lián)式等。Chen[26]關(guān)聯(lián)式作為最早的疊加關(guān)聯(lián)式,將流動(dòng)沸騰換熱看作是液相強(qiáng)制對(duì)流換熱和核態(tài)沸騰換熱兩種機(jī)制共同作用,通過(guò)兩種機(jī)制的線(xiàn)性疊加求解流動(dòng)沸騰過(guò)程的對(duì)流換熱系數(shù)。此后在Chen關(guān)聯(lián)式的基礎(chǔ)上衍生出若干更為精確的沸騰傳熱關(guān)聯(lián)式,如Gungor-Winterton關(guān)聯(lián)式、Liu-Winterton關(guān)聯(lián)式等。Gungor-Winterton[27]關(guān)聯(lián)式在Chen關(guān)聯(lián)式基礎(chǔ)上針對(duì)核態(tài)沸騰換熱過(guò)程的對(duì)流換熱系數(shù)求解采用了更精確的Cooper[28]關(guān)聯(lián)式,針對(duì)過(guò)冷沸騰考慮了核態(tài)沸騰換熱和強(qiáng)制對(duì)流換熱驅(qū)動(dòng)溫差不同做出改進(jìn),提升了求解精度;Liu-Winterton[29]關(guān)聯(lián)式與Gungor-Winterton關(guān)聯(lián)式類(lèi)似,區(qū)別為L(zhǎng)iu-Winterton關(guān)聯(lián)式采用了非線(xiàn)性疊加方式。適用范圍方面,Shah[30]過(guò)冷沸騰關(guān)聯(lián)式的驗(yàn)證數(shù)據(jù)多數(shù)集中在普朗特?cái)?shù)1以下,雷諾數(shù)10 000以上; 而Gungor-Winterton關(guān)聯(lián)式與Liu-Winterton關(guān)聯(lián)式采用了相同的數(shù)據(jù)庫(kù),適用于雷諾數(shù)為568.9～875 000、普朗特?cái)?shù)0.83～9.1的工況范圍[29],可覆蓋本文數(shù)值計(jì)算的工況范圍?；谝陨?選擇了Gungor-Winterton關(guān)聯(lián)式對(duì)數(shù)值計(jì)算進(jìn)行驗(yàn)證,其計(jì)算過(guò)冷沸騰對(duì)流換熱系數(shù)的表達(dá)式如下:

q=hl(Tw-Tb)+Shpool(Tw-Tsat)

(7)

(8)

(9)

(10)

F=1+24 000Bo1.16

(11)

(12)

式中:q為熱流密度,W/m2;hl為單相對(duì)流換熱系數(shù),W/(m2·K);hpool為沸騰換熱系數(shù),W/(m2·K);F為對(duì)流換熱強(qiáng)化因子,過(guò)冷沸騰不考慮該系數(shù),取值為1;S為沸騰抑制因子;kl為液體熱導(dǎo)率,W/(m·K);d為水力直徑,m;Rel為液相雷諾數(shù);Prl為液相普朗特?cái)?shù);Bo為沸騰數(shù);G為質(zhì)量流速,kg/(m2·s);pr為對(duì)比壓力;M為相對(duì)分子質(zhì)量。

3種熱流密度條件下,數(shù)值計(jì)算與實(shí)驗(yàn)關(guān)聯(lián)式計(jì)算結(jié)果對(duì)比如表1所示?？梢钥闯?盡管存在一定偏差,但數(shù)值計(jì)算與關(guān)聯(lián)式計(jì)算結(jié)果具有相同的趨勢(shì),認(rèn)為當(dāng)前所計(jì)算結(jié)果是合理的。

表1 數(shù)值計(jì)算與Gungor-Winterton關(guān)聯(lián)式計(jì)算結(jié)果對(duì)比

3.2 過(guò)冷沸騰流場(chǎng)的演變與換熱特性波動(dòng)

以熱流密度q為250 kW/m2的工況為例,流場(chǎng)在計(jì)算時(shí)間t為0.5 s時(shí)刻后到達(dá)相對(duì)穩(wěn)定狀態(tài)。圖2為該工況下0.7～1.2 s過(guò)冷沸騰流場(chǎng)中氣相分布的變化及局部區(qū)域矢量圖?？梢钥闯?由于下壁面的加熱,汽泡不斷形成并隨主流向下游運(yùn)動(dòng)?？傮w上看,加熱段的前半部分汽泡較細(xì)、較少,處于核化、脫離和初步生長(zhǎng)階段,而后半部分汽泡明顯增大,氣泡的合并和消亡現(xiàn)象更明顯。伴隨著汽泡的核化、生長(zhǎng)、脫離、消亡等過(guò)程,壁面與流體間的換熱受到干擾。如圖2所示,由0.9和1.2 s時(shí)刻壁面附近的局部流場(chǎng)圖可見(jiàn),汽泡的生長(zhǎng)和運(yùn)動(dòng)等行為對(duì)壁面附近流動(dòng)造成強(qiáng)烈的擾動(dòng),并形成明顯的漩渦。這些擾動(dòng)使得管道換熱面的換熱性能得到強(qiáng)化的同時(shí),將造成換熱特性的波動(dòng)。

圖2 熱流密度250 kW/m2工況加熱段氣相分布隨時(shí)間t的變化及部分局部放大區(qū)矢量圖

圖3為與圖2相對(duì)應(yīng)的溫度分布。可以看出,從加熱段進(jìn)口到加熱段約中間位置,熱邊界層沿流動(dòng)方向逐漸增厚,此后該厚度無(wú)明顯增加,在一均值上下波動(dòng)?；诖颂攸c(diǎn),可將管內(nèi)流動(dòng)沸騰分為熱邊界層發(fā)展段與核沸騰主導(dǎo)段,250 kW/m2工況下兩者的分界線(xiàn)約在橫坐標(biāo)X等于250 mm處。

在熱邊界層發(fā)展段,加熱表面放出的熱量部分用于加熱壁面附近流體,使得該區(qū)域流體的溫度逐漸升高,另一部分則通過(guò)液體的汽化過(guò)程被吸收;當(dāng)熱邊界層溫度達(dá)到飽和溫度,邊界層內(nèi)熱傳遞逐漸趨向穩(wěn)定,進(jìn)入核沸騰主導(dǎo)段,此時(shí),主流區(qū)的溫升以及汽化過(guò)程使得壁面附近流體溫度隨位置變化相對(duì)較小,壁面所放出的熱量主要通過(guò)汽化過(guò)程被吸收。同時(shí),對(duì)比圖2和3可知,核沸騰主導(dǎo)段的流場(chǎng)隨時(shí)間的波動(dòng)更為劇烈,表明沸騰過(guò)程增加了流場(chǎng)中的不穩(wěn)定性。

圖3 熱流密度250 kW/m2工況加熱段溫度分布隨時(shí)間t的變化

圖4分別為加熱區(qū)域各部分對(duì)流換熱系數(shù)隨時(shí)間的波動(dòng),每個(gè)樣本點(diǎn)為0.05 s時(shí)間段內(nèi)該區(qū)域的平均值。對(duì)比發(fā)現(xiàn),各段對(duì)流換熱系數(shù)隨時(shí)間均存在波動(dòng)性,熱邊界層發(fā)展段前部的換熱系數(shù)波動(dòng)幅值較小,而其下游區(qū)域換熱系數(shù)波動(dòng)幅值沿流動(dòng)方向整體呈現(xiàn)增加趨勢(shì)。造成前者波動(dòng)趨勢(shì)的原因是熱邊界層發(fā)展段前部的壁面溫度與近壁面液相溫度較低,顯熱帶走了較多的熱量,受到汽泡核化以及生長(zhǎng)脫離過(guò)程影響較小,換熱系數(shù)波動(dòng)不明顯,另一方面該段壁溫相對(duì)較低,汽泡脫離直徑較小,使得汽泡生長(zhǎng)產(chǎn)生熱阻所造成的影響更小,該段各部分的對(duì)流換熱系數(shù)平均波動(dòng)幅值小于核沸騰主導(dǎo)段;而下游區(qū)域近壁區(qū)溫度升高造成壁面換熱特性受汽泡生長(zhǎng)脫離周期的影響明顯,對(duì)流換熱系數(shù)產(chǎn)生明顯波動(dòng),受到汽泡脫離直徑增加的影響,波動(dòng)幅值整體較大。如200～220 mm段在0.5 s記錄時(shí)間段內(nèi)的波動(dòng)幅值為414.16 W/(m2·K),而>260～280 mm段以及>280～300 mm段的波動(dòng)幅值分別為1 196.33和815.93 W/(m2·K),>220～300 mm整體平均波動(dòng)幅值為794.14 W/(m2·K),約為熱邊界層發(fā)展段前部波動(dòng)幅值的2倍,且波動(dòng)規(guī)律相似,表明汽泡的生長(zhǎng)運(yùn)動(dòng)加劇了對(duì)流換熱系數(shù)的波動(dòng),使得入口區(qū)域以外的波動(dòng)規(guī)律具有相似特性。

3.3 熱流密度對(duì)過(guò)冷沸騰流場(chǎng)的影響

圖5～7分別為t為1.0 s時(shí)刻3個(gè)工況下的溫度分布、氣相分布以及速度分布,三者之間相互影響。如圖5所示,加熱段熱流密度的變化直接影響加熱段近壁區(qū)溫度分布,不同熱流密度下,壁面附近液體溫度升高速度不同,沸騰發(fā)生的位置和強(qiáng)度相應(yīng)不同,對(duì)管內(nèi)速度場(chǎng)產(chǎn)生不同影響。如圖6所示,隨著熱流密度增加,壁面附近出現(xiàn)明顯汽泡的位置提前。q為150 kW/m2工況下壁面附近存在的汽泡數(shù)量很少,汽泡的生長(zhǎng)、合并與脫離現(xiàn)象很不明顯;與之相對(duì),q為250 kW/m2的工況下汽泡活動(dòng)范圍得以擴(kuò)大,其在加熱段前部即產(chǎn)生細(xì)泡狀流型,而后由于壁面溫度的升高以及汽泡的生長(zhǎng)合并使得其直徑不斷增大。同時(shí),各工況下產(chǎn)生的汽泡對(duì)近壁區(qū)域流場(chǎng)產(chǎn)生不同程度的擾動(dòng),汽化過(guò)程造成的膨脹使得下游流速不同程度的升高,如圖7所示,熱流密度越大,產(chǎn)生的汽泡越多,近壁區(qū)域流場(chǎng)速度分布越不規(guī)則,下游速度越大,其中,流體速度用v表示。

圖5 各工況加熱段溫度分布

圖6 各工況加熱段氣相分布

圖7 各工況加熱段速度分布

3.4 過(guò)冷沸騰對(duì)流換熱系數(shù)隨位置的變化

由于當(dāng)前工況水平管道的過(guò)冷沸騰是從單相逐漸轉(zhuǎn)變?yōu)閮上?加熱面的對(duì)流換熱系數(shù)隨流動(dòng)位置變化,不同工況下對(duì)流換熱系數(shù)隨位置的變化存在一定差異。

圖8為3個(gè)工況下,局部平均對(duì)流換熱系數(shù)隨位置的變化。與換熱的波動(dòng)特性類(lèi)似,造成各局部平均換熱系數(shù)變化的原因同樣包含熱邊界層沿流動(dòng)方向的發(fā)展以及沸騰對(duì)傳熱的強(qiáng)化兩種機(jī)制。

圖8 0.7～1.2 s對(duì)流換熱系數(shù)h沿水平坐標(biāo)X的變化

對(duì)比圖5可以看出,熱邊界層發(fā)展段對(duì)流換熱系數(shù)沿流動(dòng)方向不斷下降,熱流密度越大,該區(qū)域?qū)α鲹Q熱系數(shù)沿流動(dòng)方向變化越快,發(fā)展所需通道的長(zhǎng)度越短,如圖8所示,150 kW/m2工況下該段長(zhǎng)度為80 mm,200 kW/m2工況下為60 mm,250 kW/m2工況下為50 mm。這是由于熱邊界層處于發(fā)展階段時(shí),發(fā)展初期的熱邊界層很薄,近壁區(qū)液體溫度較低且與主流區(qū)溫度相近,由于溫度場(chǎng)的連續(xù)性,壁面溫度較低且與主流區(qū)的溫差較小,單相導(dǎo)熱及對(duì)流換熱強(qiáng)度較高,隨著壁面對(duì)附近流體的加熱,近壁區(qū)域熱邊界層增厚,熱阻相應(yīng)變大,換熱系數(shù)下降。熱流密度越大,近壁區(qū)域的局部過(guò)熱層產(chǎn)生越快,因此,熱邊界層發(fā)展所需的通道長(zhǎng)度越短。

隨著熱邊界層發(fā)展到一定程度,近壁區(qū)域的過(guò)熱層內(nèi)部發(fā)生沸騰,流場(chǎng)中開(kāi)始出現(xiàn)明顯的汽泡,沸騰對(duì)傳熱的強(qiáng)化作用不斷增強(qiáng),對(duì)流換熱系數(shù)由逐漸下降轉(zhuǎn)變?yōu)橼呌诜€(wěn)定,進(jìn)入核沸騰主導(dǎo)段。由于汽泡在各段的生長(zhǎng)階段不同,進(jìn)入核沸騰主導(dǎo)段后對(duì)流換熱系數(shù)隨位置的變化存在一定小范圍浮動(dòng),表明該階段熱邊界層發(fā)展對(duì)傳熱的抑制減緩,核沸騰對(duì)換熱的強(qiáng)化作用增強(qiáng)。

4 結(jié) 論

1)短通道內(nèi)過(guò)冷沸騰流場(chǎng)的演變及換熱特性波動(dòng)受熱邊界層發(fā)展和沸騰兩種機(jī)制的影響,據(jù)此可將短通道加熱區(qū)域分為熱邊界層發(fā)展段和核沸騰主導(dǎo)段。熱邊界層發(fā)展段的前部換熱系數(shù)波動(dòng)幅度較小,原因是入口附近的近壁區(qū)溫度較低,受沸騰過(guò)程影響較小;熱邊界層發(fā)展段后部及核沸騰主導(dǎo)段在壁面附近形成過(guò)熱液體層,受沸騰影響較大,換熱系數(shù)的波動(dòng)幅度增大。

2)熱流密度可促進(jìn)水平管內(nèi)流動(dòng)參數(shù)和換熱參數(shù)沿流動(dòng)方向的變化。一方面,熱流密度增加,近壁區(qū)溫度、平均含氣率及流動(dòng)速度沿流動(dòng)方向的提升越快,沸騰越劇烈;另一方面,熱流密度的增加使得對(duì)流換熱系數(shù)隨熱邊界層發(fā)展達(dá)到相對(duì)穩(wěn)定所需的距離越短。

綜上,針對(duì)高熱流密度工況下的過(guò)冷流動(dòng)沸騰換熱,可以采取適當(dāng)減小通道長(zhǎng)度的方式,以獲得相對(duì)更大的對(duì)流換熱系數(shù),同時(shí)減小沸騰引起的流場(chǎng)參數(shù)波動(dòng)和不穩(wěn)定性。