流动与传热

流动与传热（精选八篇）

流动与传热 篇1

关键词：椭圆柱管束,流体流动,传热,自由表面模型

椭圆管是基于圆管与平板之间的一种结构。同圆管相比,在相同横截面积的条件下,椭圆管的周长较大;在相同体积下,采用椭圆管能布置更多的换热面积。另外椭圆管流动阻力低,换热效果好。因此椭圆管作为一种高效低阻的传热元件日益受到人们的重视。基于椭圆管的椭圆管束换热器在制冷空调、化工机械、电站换热、医疗机械、微流体机械等领域得到了广泛的应用[1,2,3,4]。

国内外学者对横掠管束的流体流动和对流换热做了较多工作[5,6,7,8],得到椭圆管束的阻力系数、换热系数等重要参数,指导了椭圆管换热器的设计。但是这些研究主要研究绕流椭圆柱管束的流动与换热实验或者性能分析。流动方向、椭圆柱横截面形状、管束结构参数以及壁面边界条件对其流动与传热特性的影响研究甚少,并且未对流体横掠椭圆柱管束的流动与对流换热的局部变化机理进行深入研究。为了揭示出流体横掠椭圆柱管束流动与对流换热机理,首次采用一种简单合理的自由表面模型[9,10]对椭圆柱管束建立了相应的数学模型。自由表面模型选取一根椭圆柱体及其外围的流体包块作为计算对象,流体包块外表面为自由表面。对该自由表面单元建立连续性、动量以及能量守恒方程,结合相应的外表面自由表面边界以及椭圆柱体壁面边界条件(等壁温和等热流密度边界条件),求解控制方程。计算出阻力系数、努塞尔数等准则数。这些准则数能够为椭圆柱管束的设计提供可靠的依据。

1数学模型

1.1自由表面模型

研究绕流椭圆柱管束流动与传热特性,假如选择所有的椭圆管束建立数学模型,计算量会极大,也很困难。为了简化计算,采用经典的自由表面模型对椭圆柱管束建立其相应的数学模型,如图1所示。基于自由表面模型,椭圆柱体束由一系列的自由表面单元组成。每个单元只包括一根椭圆柱体,椭圆柱体在中心,一个假想的流体包块把椭圆柱体包围。每个自由表面单元中,流体流动截面是一个准圆环,具体的结构如图1所示。因为自由表面单元的填充率等于整个椭圆柱管束的填充率。所以自由表面单元的自由表面半径为

$r{}_{\text{f}}=(\frac{ab}{\phi }){}^{1/2}(1)$

式(1)中φ为管束填充率;b和a分别为椭圆x和y轴半轴(m)。

1.2计算单元内控制方程

由于对称性和为了简化计算,选择二分之一自由表面单元作为计算对象。这个计算对象的坐标系如图2所示。流体沿着x轴横掠椭圆柱体。流体以恒定的来流速度Vi和恒定的温度Ti掠过该椭圆柱体。

在较低雷诺数工况下,流体流动雷诺数低于400,因此,可以认为流体为层流流动[11]。其他的假设如下:

(1) 流体为牛顿流体,并且具有恒定的热物理性质(密度、导热系数和运动黏度);

(2) 流体流动和传热为二维问题,管束长度方向上的流动和扩散忽略不计。这是合理的,因为管束长度往往远大于自由表面半径;

(3) 忽略流体流动方向的热扩散和质量扩散项。因为该项相比于横截面方向的热扩散扩散很小,流体流动的贝克莱数(Pe)小于10 [12,13]。

流体横掠椭圆柱体,无量纲化的动量和能量传递控制方程分别为

$\frac{\partial u{}_x^{*}}{\partial x{}^{*}}+\frac{\partial u{}_y^{*}}{\partial y{}^{*}}=0(2)$

$\begin{array}{l}u{}_x^{*}\frac{\partial u{}_x^{*}}{\partial x{}^{*}}+u{}_y^{*}\frac{\partial u{}_x^{*}}{\partial y{}^{*}}=-\frac{1}{2}\frac{\partial p{}^{*}}{\partial x{}^{*}}+\frac{D{}_{\text{h}}}{r{}_{\text{f}}}\frac{1}{Re}\times \\ \left(\frac{\partial {}^{2}u{}_x^{*}}{\partial x{}^{*2}}+\frac{\partial {}^{2}u{}_x^{*}}{\partial y{}^{*2}}\right)(3)\end{array}$

$\begin{array}{l}u{}_x^{*}\frac{\partial u{}_y^{*}}{\partial x{}^{*}}+u{}_y^{*}\frac{\partial u{}_y^{*}}{\partial y{}^{*}}=-\frac{1}{2}\frac{\partial p{}^{*}}{\partial y{}^{*}}+\frac{D{}_{\text{h}}}{r{}_{\text{f}}}\frac{1}{Re}\times \\ \left(\frac{\partial {}^{2}u{}_y^{*}}{\partial x{}^{*2}}+\frac{\partial {}^{2}u{}_y^{*}}{\partial y{}^{*2}}\right)(4)\end{array}$

$u{}_x^{*}\frac{\partial \theta }{\partial x{}^{*}}+u{}_y^{*}\frac{\partial \theta }{\partial y{}^{*}}=\frac{D{}_{\text{h}}}{r{}^{\text{f}}}\frac{1}{Re{\rm P}r}\left(\frac{\partial {}^2\theta }{\partial x{}^{*2}}+\frac{\partial {}^2\theta }{\partial y{}^{*2}}\right)(5)$

无量纲坐标定义为

$x{}_{=}^{*}\frac{x}{r{}_{\text{f}}}$;$y{}_{=}^{*}\frac{y}{r{}_{\text{f}}}(6)$

式(6)中x,y为物理平面上的坐标轴。

空气流x轴和y轴方向的无量纲分速度定义为

$u{}_x^{*}=\frac{u{}_x}{V{}_{\text{i}}}$;$u{}_y^{*}=\frac{u{}_y}{V{}_{\text{i}}}(7)$

式(7)中ux,uy为流体x和y方向的分速度。

流体流动雷诺数定义为

$Re=\frac{\rho V{}_{\text{i}}D{}_{\text{h}}}{\mu }(8)$

式(8)中Dh(=a+b)为流体流动的当量直径,ρ为流体密度,Vi为来源速度,μ为流体黏度。

流体无量纲压力定义为

$p{}_{=}^{*}\frac{p}{\frac{1}{2}\rho V{}_{\text{i}}^2}(9)$

式(9)中p为流体压力。

无量纲温度定义为等壁温边界条件(Case 1)

$\theta =\frac{{\rm T}-{\rm T}{}_{\text{i}}}{{\rm T}{}_{\text{w}}-{\rm T}{}_{\text{i}}}(10)$

式(10)中T为流体温度,Ti为来流温度,Tw为壁面温度。

等热流密度边界条件(Case 2)。

$\theta =\frac{{\rm T}-{\rm T}{}_{\text{i}}}{q{}_{\text{w}}D{}_{\text{h}}/\lambda }(11)$

式(11)中“w”指的是椭圆柱体壁面;qw为壁面热流密度(W/m2);λ为导热系数(W·m-1·K-1)。

流体横掠单根椭圆柱体,其阻力是由流体绕流椭圆柱体流动所引起的切向应力和压降差造成的,可以分为摩擦阻力系数和压差阻力系数,总的阻力系数为

CD=CDp+CDf (12)

式(12)中摩擦阻力系数为

$C{}_{D\text{f}}=\frac{2D{}_{\text{h}}}{r{}_{\text{f}}}\frac{1}{Re}{\displaystyle \int }{}_0^{\text{π}}\left(\frac{\partial u{}_{\text{r}}^{*}}{\partial n}\right){}_w\sin \beta \text{d}\beta (13)$

压差阻力系数为

CDp=∫${}_0^{\text{π}}$(p*)wcosβdβ (14)

式(14)中u的下标“r”指切向方向;n为边界法向。

等壁温边界条件(Case 1)下局部努塞数为

${\rm N}u{}_{\text{β}}=-\frac{D{}_{\text{h}}}{r{}_{\text{f}}}\left(\frac{\partial \theta }{\partial n}\right){}_{\text{w}}(15)$

等热流密度边界条件(Case 2)下局部努塞数为

${\rm N}u{}_{\text{β}}=-\frac{D{}_{\text{h}}}{r{}_{\text{f}}}\left(\frac{1}{\theta }\right){}_{\text{w}}(16)$

空气侧局部努塞尔数和舍伍德数在整个计算角度上的平均值为

${\rm N}u{}_{\text{a}\text{v}\text{e}}=\frac{1}{\text{π}}{\displaystyle \int }{}_0^{\text{π}}{\rm N}u{}_{\text{β}}\text{d}\beta$;${\rm N}u{}_{\text{a}\text{v}\text{e}}^{*}=\frac{1}{\text{π}}{\displaystyle \int }{}_0^{\text{π}}{\rm N}u{}_{\text{β}}^{*}\text{d}\beta$ (17)

1.3边界条件

流体横掠椭圆柱管束基于自由表面模型,其速度边界条件

BFC: u*x=0和u*y=0 (18)

AED: u*r=-cosβ和τβ=0 (19)

式(19)中下标“r”指的是切线方向;τ为剪切力(Pa)。

流体温度边界条件

AED: θ=0 (20)

BFC:θw=0(Case 1);$\frac{\partial \theta }{\partial n}=-1$(Case 2) (21)

对称边界条件

AB和CD:$\frac{\partial \psi }{\partial n}=0(22)$

式(22)中ψ可代表速度、温度和压力。

2计算方法

采用适体坐标转换法把流体流动截面转换成矩形截面的计算平面流道。这种转换如图2(a)和(b)所示。面DEABFC对应流体流动截面。将控制方程,式(2)—(5),转换到计算平面上,采用有限容积法进行离散。对于动量守恒方程(N-S方程)采用SIMPLE算法,其中,对流项采用具有三阶精度的QUICKER格式[14,15]进行离散。动量和能量守恒方程采交替隐式(ADI)迭代方法求解。作者用FORTRAN语言编制了一套同位网格上实施SIMPLE算法的程序,实现了控制方程的离散和求解。该程序在普通个人电脑上不断迭代30 min,就能达到收敛(残差均小于10-7)。

为保证计算结果的准确性,需要对网格进行独立性检查。结果表明,横截面取31×61个节点是足够的。因为增加网格节点数量(62×122个),计算结果绝对误差在1.0%以内,因此,最终的数值误差为1.0%。

3模型验证

为了验证模型的正确性,利用文献[16,17]的数据对模型进行验证。模型计算值和文献值的比较如表1所示。由表中数据可知,文献值和模拟值之间的最大绝对误差小于3.5%。这表明所建立的模型是正确的,能够很好地预测流体流动和传热传质。下面利用该模型来研究流体横掠椭圆柱管束的流动与传热特性。

4结果与讨论

4.1流体流动与阻力系数

不同半轴比(b/a)下流体横掠椭圆柱体的速度矢量图如图3所示。由图可知,在自由外表面边界上,流体的切向速度梯度为零。在椭圆柱后方出现一个涡旋,这个涡旋的产生是由于压力和速度的耦合作用引起的。这是因为在剪应力消耗动能和-x轴方向的压力梯度的双重作用下,在椭圆柱体后方产生了-x轴方向的速度分量,即流体被迫倒流,与主流方向的流体相互撞击,从而产生了涡旋。当b/a越小,椭圆柱后方产生的涡旋明显。这是因为b/a越小,流体沿着椭圆的的短半轴方向绕流,流道曲率越大,在椭圆柱后方产生的逆向压力梯度越大,所以涡旋越剧烈。涡旋的产生会干扰流动边界层,并且增强流体和壁面之间的对流换热,这有利于强化传热。但是,涡旋的产生会增加压差阻力,导致整个流场的压力损失增大。

流体横掠椭圆柱体的压力阻力系数(CDp)、摩擦阻力系数(CDf)和总阻力系数(CD)列于表2中。由表中数据可知,压差阻力系数(CDp)比摩擦阻力系数(CDf)大,半轴比(b/a)小于1.0时,CDp和CDf相差更大。这意味着在低流动雷诺数下(≥300),流体绕流椭圆柱体的压差阻力(形状阻力)占主导,可以通过调节流道截面的形状来降低流场的压力损失。

当流动雷诺数(Re)越大,CDp、CDf和CD均减小。然而,CDp、CDf和CD随着b/a的增大而增大。

4.2传热特性与努塞尔数

流体沿着其流动方向的局部努塞尔数的变化趋势如图4所示。由图可知,当半轴比(b/a)大于1.0时,局部努塞尔数在前驻点B处最大,然后随着热边界层的发展,局部努塞尔数不断减小,在椭圆管后方(涡旋产生处)的局部努塞尔数最小,在后驻点C处又增大。当半轴比(b/a)大于1.0时,局部努塞尔数在前驻点B处有些不同。局部努塞尔数在前驻点B处缓慢增大,直至在70°处最大。然后急剧减小,在椭圆管后方(涡旋产生处)的局部努塞尔数最小,在后驻点C处又增大。当半轴比(b/a)大于1.0时,前驻点B处的局部努塞尔数不是最大值,这是因为在前驻点B附近产生了流动死角,恶化了流动与传热。在不同管束填充率(φ)下,局部努塞尔数的变化,趋势基本一致,但是数值不同。填充率(φ)越大,局部努塞尔数越大。

流体横掠椭圆柱管束沿着流动方向努塞尔数的变化趋势能够揭示出其传热变化特性。然而,在工程应用中,流道的平均努塞尔数对管束的设计有直接指导意义。流体横掠单根椭圆柱体的平均努塞尔数列于表2中,其中包括等壁温(Nuave,T)和等热流密度(Nuave,H)两种边界条件下获得的平均努塞尔数。由表中数据可知,Nuave,H比Nuave,T大10%,这意味着椭圆柱壁面为等热流密度边界条件时,对流换热能力要比相应的等壁温边界条件要强。当半轴比(b/a)小于1.0时Nuave,H和Nuave,T均随着b/a的增大而减小;当半轴比(b/a)大于1.0时,Nuave,H和Nuave,T几乎不随b/a的变化而变化。这些数据可用于错流椭圆柱管束的设计。

5结论

本文采用经典的自由表面模型建立了流体绕流椭圆柱管束的流动与传热数学模型。通过适体坐标转换技术求解出了在非规则流道截面上的动量与热量传递控制方程,获得了流道内的阻力系数和努塞尔数。通过该模型研究得出以下结论:

(1) 通过模型验证表明本文采用的自由表面模型能够很好的模拟流体绕流椭圆管的流动与传热特性,该模型简单合理,计算量较小。

(2) 沿着椭圆短半轴方向流动时,平均努塞尔数增大,但是阻力系数会相应增加。结果表明,椭圆半轴比(b/a)大约等于0.7时,能够有效的强化传热。本文获得的阻力系数和努塞尔数能够用来指导椭圆柱管束的设计。

流动与传热 篇2

与流体回路耦合的空间辐射器流动/传热分析

流体回路作为一种主动热控技术,在载人航天器及空间站上发挥着重要的作用.作为航天器的对外散热界面,辐射器与流体回路之间往往存在直接热耦合关系.在进行简单理论分析的基础上,针对载人飞船的圆筒形辐射器,实现了流体回路与辐射器流动/传热及外热流计算的集成分析,反映了典型工况条件下辐射器的`温度水平及外热流对流体回路流量分配和控温过程的影响.

作 者：刘庆志 刘炳清 钟奇 LIU Qingzhi LIU Bingqing ZHONG Qi  作者单位：北京空间飞行器总体设计部,北京,100094 刊 名：航天器工程  ISTIC英文刊名：SPACECRAFT ENGINEERING 年，卷(期)： 16(3) 分类号：V44 关键词：流体回路   辐射器   集成分析  

流动与传热 篇3

近年来, 泡沫金属作为一种新型功能材料因密度小、比表面积大以及力学性能良好而受到人们普遍关注[1], 制备工艺的成熟及成本的下降, 使泡沫金属在工业中的应用成为可能, 对流体流过其中的传热传质的研究也有不少报道[2,3,4,5,6,7,8,9]。Christopher D. M.等采用Darcy模型并考虑液体工质与多孔介质处于局部热平衡, 对饱和含湿多孔介质中环绕水平等温圆柱发生的自然对流进行了数值模拟和分析, 得出了平均Nusselt数与修正瑞利数的变化关系[5]。Lu W.等对填充有多孔泡沫金属的管内强制对流换热进行了研究, 结果发现Nusselt数随孔隙率的下降和孔密度的增大而变大[6]。Noh J. S.等对流体流经填充有环状多孔泡沫铝圆管内的流动与传热性能进行了试验研究, 归纳出以水作为介质的Nusselt数关联式[9]。

但在更为精确的流动模型下对流体横掠泡沫金属中等温光管的传热传质研究却鲜见报道。本研究基于Brinkman-Forchheimer-extended Darcy流动模型和局部热平衡传热理论, 建立了对流传热的控制方程组, 对该问题进行了数值分析, 并得出了以空气为流体种类的Nusselt数关联式, 为泡沫金属在换热器等化工设备上的应用奠定了理论基础。

1 对流传热模型

图1为流体横掠泡沫金属中等温光管的示意图, 图中x、y分别为光管表面沿着流体流动方向和垂线方向的坐标, R和Tw分别为圆管半径及其壁温, U∞和T∞分别为均匀来流的速度和温度。

研究中作如下假设: (1) 泡沫金属为均匀介质; (2) 流体定常流动且为不可压缩的牛顿型流体; (3) 泡沫金属和流体均为常物性; (4) 忽略粘性耗散和多孔介质的热弥散效应; (5) 忽略质量力; (6) 管壁温度保持恒定; (7) 边界层厚度较薄, 即∂/∂x≪∂/∂y。

Brinkman-Forchheimer-extended Darcy流动模型和局部热平衡条件下的对流传热控制方程组为:

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式中:u、v分别对应于图1中x、y方向的分速度;ε、K、CF分别为泡沫金属的孔隙率、渗透率和形状拖拽系数;υ、α是流体的运动粘度和有效热扩散系数;T为流体温度。

边界条件为:

y=0:u=v=0, T=Tw

y→∞:u=ue, T=T∞ (3)

根据势流理论, 流体在边界层内光管表面的速度为ue=2U∞sin (x/R) [7]。

忽略光管表面边界层对势流速度的影响, 得流体横掠泡沫金属中光管的压力降:

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式中:μ为流体的动力粘度;ρ为流体的密度。

为简化方程组, 引入流函数及以下相似变量:

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θ= (Tw-T) / (Tw-T∞) (5)

式中:χ=x/R, undefined, H (χ) =sin (χ) /G (χ) 。

将式 (5) 代入式 (1) - (3) , 得出一个三阶常微分方程组及其边界条件:

式中:Pr为Prandtl数。

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根据流函数的表达式得x、y方向的速度分布分别为:

u=2U∞sin (χ) f′ (η) (10)

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式中:H′ (χ) =dH (χ) /dχ, G′ (χ) =dG (χ) /d (χ) 。

2 计算结果与讨论

在Matlab软件的平台下运用Runge-Kutta法和“打靶法”求出高阶微分方程 (6) 和 (7) 在边界条件 (8) 、 (9) 下的数值解。

模型中流体与管壁表面之间对流传热的局部热流密度和Nusselt数表达式分别为:

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式中:λ为流体的导热系数;Re为Reynolds数。将光管表面各个局部角度下计算出的数值解θ′ (0) 代入式 (12) 、 (13) 中, 可得到流体横掠泡沫金属中等温光管的总传热系数。

2.1 流体流动的压力降

考虑不同参数对流体横掠泡沫金属中光管压力降的影响, 从式 (4) 可以看出, 在给定流动参数和常物性的条件下, 流体的压力降只与管径及泡沫金属的孔隙参数有关, 即压力降只是光管半径R和孔隙率ε、孔密度 (ppi) 的函数。图2为2种不同管径和流速组合下压力降随孔密度的变化。从图2中可以看出, 压力降随孔密度的增加而急剧变大。同时, 对比相同流速的空气横掠不同管径光管的压力降与不同流速的空气横掠相同管径光管的压力降可以发现, 管径增大或流速增大都会增加压力降, 且流速对压力降的影响更大。图3为不同孔密度下孔隙率的变化对压力降的影响, 很明显压力降随着孔隙率的减少和孔密度的增加而增加。此外, 从压力降的变化趋势可以看出, 孔密度较小时孔隙率的变化对压力降的影响较小。

2.2 泡沫金属中光管表面的传热分析

2.2.1 孔隙率对传热的影响

图4是空气横掠多孔泡沫铝中等温光管的Nusselt数随孔隙率变化的情况。在给定孔密度的条件下, Nusselt数随孔隙率的减小而增大, 说明泡沫金属的存在的确起到了强化传热的作用, 孔隙率越小, 传热强化程度越大。同时对比不同孔密度下Nusselt数的变化可以发现, 传热强化的趋势因孔密度的变大而趋于平缓。

2.2.2 孔密度对传热的影响

图5为在不同管径下多孔泡沫铝孔密度的变化对对流传热的影响。

在一定的孔隙率 (ε=0.95) 条件下, 当孔密度变大时, 泡沫金属的孔隙尺寸变小, 纤维直径也相应减小。从而导致流体与泡沫金属的接触面积急剧增加, 使传热大为强化, Nusselt数也因此增大, 在大管径条件下这种现象尤为明显。而在小管径条件下, 随着孔密度的增加, Nusselt数整体呈现较小幅度的增长, 这极有可能是由于此时Reynolds数和流体的导热系数较小造成的。

2.2.3 Reynolds数对传热的影响

图6为以管径R为特征长度的Reynolds数 (Re=2RU∞/υ) 对对流换热Nusselt数的影响。Reynolds数的增加使局部传热系数增加, 从而强化了对流传热。从图6不同孔密度下Nusselt数随Reynolds数的变化趋势中可以看出, 随孔密度的不断增大, 对流传热虽然仍在不断强化, 但已呈现出减缓的趋势, 表明孔密度增加到一定程度后, 对传热的强化程度减缓。

2.3 流体横掠泡沫金属中光管的传热准则关联式

从以上讨论的结果来看, 流体横掠多孔泡沫金属中等温光管的传热系数取决于泡沫金属的孔隙参数、流动条件与流体种类等因素, 其中, 泡沫金属的孔隙参数包括泡沫金属的孔隙率、孔密度;流动条件包括流速和光管的管径;流体的种类对对流传热的影响主要由流体的导热系数决定。本研究对空气横掠沉浸于孔隙率为95%、孔密度为5～50ppi的多孔泡沫金属中等温光管在Reynolds数为100～10000内的对流传热进行数值分析后提出了如下的Nusselt数准则关联式:

式中:Da=K/R2为Darcy准则数。

在Reynolds数为100～10000时式 (14) 的最大偏差为9.8%。

3 结论

本研究在Brinkman-Forchheimer-extended Darcy模型和单方程温度模型下对流体横掠泡沫金属中等温光管的流体流动与传热性能进行了数值分析, 结果表明, 泡沫金属的结构参数对传热有极大的影响:对流换热的Nusselt数随孔隙率的减小和孔密度的增加而增加。尽管小孔隙率和大孔密度有助于提高换热效率, 但是压力降却相应增大。考虑到在大孔密度下Reynolds数的增加对横掠泡沫金属中等温光管的强化换热作用不是很明显, 但却会极大提高压力降, 因此在使用泡沫金属进行此类强化换热时应尽量使用具有小孔密度、较高导热性能的泡沫金属和小管径的光管。最后, 在以上研究的基础上提出了在低Reynolds数下具有较高精度的Nusselt数准则关联式, 以满足此类问题在一定范围内工程应用的需要。

摘要：基于Brinkman-Forchheimer-extended Darcy流动模型和局部热平衡传热理论建立了流体横掠泡沫金属中等温光管的对流传热控制方程组, 运用Runge-Kutta法和"打靶法"对方程组进行了数值求解, 依据数值计算结果对流体流动与传热性能进行了分析, 并得出了对流传热的Nusselt数关联式。结果表明, 泡沫金属的孔隙率和孔密度 (ppi) 对强化传热起着至关重要的作用, 但它的存在同时也增大了压力降, 这为泡沫金属在换热器等化工设备上的实际应用提供了理论依据。

关键词：泡沫金属,传热,等温光管,数值模拟

参考文献

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[8]Mohamad A A.Heat transfer enhancements in heat ex-changers fitted with porous media.PartⅠ:Constant wall temperature[J].Int J Therm Sci, 2003, 42:385

脉动流动强化传热的研究进展 篇4

由于电子工业的飞速发展,对电子集成块中各元件间散热的要求越来越高,脉动流动可以加快电子集成块中各元件的散热,从而延长电子元件的使用寿命。脉动传热现象的研究是伴随着脉动燃烧研究的出现、发展和不断完善而孕育发展起来的。由于脉动流动的复杂性,其传热特性受到多因素的影响,涉及多学科理论知识。脉动流动可以作为一种扰流技术应用于强化传热,国内外对于这方面也已进行了相关的研究,并指出流体的掺混是强化传热主要因素之一,因脉动流动能显著增强通道内流体的相互扰动与混合,破坏热边界层,进而改变热阻,达到强化传热目的[1,2]。脉动流动强化传热以其独特的优越性一直受到国内外的广泛关注,并且在工业生产及日常生活中具有广泛的应用前景。

1 脉动传热的机理

流体脉动强化传热主要是由于流体的脉动导致了壁面处旋涡的大量生成,使紧贴壁面的粘性底层减薄,增加主流流体的湍流度,并增加了流体的掺混,破坏了边界层,增大换热面的效果,达到强化传热的目的[2]。整个强化换热过程分为旋涡的生成、分解和扩散三个紧密相连的环节[3]。这一过程中,生成环节是占主导地位的,旋涡的生成密度越大,换热效果越好,而旋涡的生成是沿壁面径向速度梯度增大的结果,因此造成大的径向速度梯度就能达到增加强化传热效果。

2 流体脉动强化传热的方法

流体脉动流动主要有流道几何形状和流体的速度或流动方向呈周期性变化两种类型。利用流体脉动强化传热也主要从这两方面入手,目前主要有传热面振动和流体自身脉动两种方法。

2.1 传热面振动

俞接成[4]对空气低速绕流振动圆柱的对流换热进行了研究,圆柱以正弦函数形式垂直于来流方向振动,得到圆柱振动可使换热显著强化,在所研究的范围内,最大可使传热强化9倍,并得出振动是否强化传热还存在临界振动参数。

虽然传热面振动能强化传热,但控制传热面振动来强化传热比较困难,并具有破坏性振动,有可能使传热设备产生共振而损坏设备,因此很少应用传热面振动来强化传热。

2.2 流体自身脉动

由于传热面的振动容易损坏换热设备,所以可利用流体自身脉动以提高传热系数。流体自身脉动流动按照激振方式可以分为强制脉动流动和自激脉动流动。强制脉动是利用外部设备将一定的脉动强度(振幅和频率)强加于系统之上,迫使其脉动的脉动形式。自激脉动是系统本身在一定条件下自行产生脉动的脉动形式。

W.L.Cooper[5]等用往复活塞推动空气做了脉动对流换热的研究结果表明,脉动流动时边界层或速度发生周期性波动,但都比Blasius边界层薄,因此脉动有利于传热。

曾尚春、李友荣[6]等将共振腔产生的自激脉动流引入换热器的结果指出,当自激脉动达到一定的强度时能够破坏层流底层,从而可以强化换热;不同的脉动强度,强化换热的效果也不同,存在一个理想的流速范围,此时脉动较强,强化传热效果较好;在一定的工况下,最佳强化效果能将传热系数提高30%左右。

3 流体脉动传热特性影响参数

目前对脉动流动强化传热的研究主要集中在对流型的可视化研究及单个的参数影响研究。影响流体脉动传热特性的参数大致分为以下三类:①操作参数,包括脉动频率、脉动振幅脉动型式等;②几何参数,包括管径、流动通道的几何结构及通道表面情况等;③物理参数,包括雷诺数、流体平均流速、脉动源位置及脉动前的流动状态等。

3.1 脉动频率的影响

脉动频率是影响传热的重要因素。对管内流体而言,脉动流动使管内流速不断变化,此时流体脉动频率将直接影响流速及近壁面处径向速度梯度的变化,从而影响漩涡的生成及存在状态。频率过高或过低都不能产生最大的旋涡生成量,因而达不到最佳传热效果;在低频时,提高频率能够增强速度梯度,因而有利于传热;但脉动频率过高则使流速得不到足够的衰减而减弱脉动强度,反而不利于传热;因此有最佳频率值存在,使在此频率下,一个脉动周期内可以得到最大旋涡生成量,从而获得最大的传热效果[3]。

Herbert Martin Hofmann、Daniela Luminita Movileanu[7]等研究了脉动对流动结构和传热的影响,结果表明在平均流动中周期性波动能够影响对流传热;湍流量级内对于小喷嘴板间距时大的脉动频率可以提高传热,而小的脉动频率对传热影响不大。

李淑英和李兴泉[8]通过对装有脉动源的管式换热系统的管内流体脉动流动的研究表明,管内流体脉动可以强化传热,但在不同的流速下,脉动对传热的效果的影响不同;在流速一定时,E~f曲线存在一个峰值,即最佳频率值,且随流量不同最佳频率值不同,随速度增加最佳频率值增大。

3.2 脉动振幅的影响

采用准稳态理论研究的脉动振幅对强化传热的影响,由图1(R表示脉动平均对流传热系数与稳态对流传热系数之比,A为无因次脉动流速的振幅)可以看出只有脉动振幅达到一定的幅度以后,脉动才能使对流传热增强[9]。

B.Olayiwola和P.Walzel[10]实验研究了带有矩形翅片通道内的脉动流动对横向流和强化传热的影响,结果发现脉动流动对提高传热系数的影响随脉动振幅的增加而变得更重要,并发现传热提高与横流速度相配。

Anotai Sulsangpanomrung[11]等通过对入口具有脉动流动的二维矩形板上的流动和对流传热进行了数值研究,结果表明在低雷诺数下脉动流动频率和振幅的变化引起漩涡脱落的形成强制流动变得不稳定,分离泡沫降低而传热率提高;中等雷诺数下漩涡脱落特性受脉动振幅控制,产生整体传热率最大值下的最佳脉动振幅发现在A=0.1且f=0.3。

3.3 雷诺数的影响

由于脉动能促进流体掺混,雷诺数较低即层流或过渡区的传热强化作用更明显;当流速过高时,流体已经处于旺盛湍流状态,内部已经存在着大量脉动漩涡,而且流体具有较大的流动惯性,对外加脉动的响应比较迟缓,脉动振幅也不会太大,因而不会有太明显的强化传热效果。

Tsai-Shou Chang和Yann-Huei Shiau[12]对竖直平行通道内挡板对脉动混合对流传热特性影响的研究结果表明,当雷诺数Re增加时通道内的速度振荡逐渐由强加的脉动流动支配,并随雷诺数Re的增大传热得到强化。

3.4 管径的影响

流体脉动强化传热过程包括旋涡的生成、分解和扩散三个环节,而管径的影响主要表现在旋涡的扩散上[3]。因为管径大小影响管横截面的速度分布,从而影响近壁面处的径向速度梯度及其变化率,所以管径的大小意味着旋涡扩散路径的长短,则较小管径更有利于旋涡的扩散,因而对强化传热是有利的。另外需要注意的是管径的缩小,则同样的流速脉动能在近壁面处产生较大的速度及速度梯度的脉动,从而能导致旋涡的大量生成有利于传热。

3.5 脉动型式的影响

脉动型式主要是指脉动产生的流速变化形式,它主要与产生脉动的方式有关。一般认为在诸如往复泵和断续阀的脉动系统中流速的变化是余弦型的,但这不是唯一也不一定是最佳的流速脉动型式[13]。

一个流体脉动周期有流速的增大和衰减两个过程,旋涡是在流速增大过程中形成的,所以好的脉动型式应具有较短的增大半周期和较长的衰减半周期(如图2所示),较长的衰减半周期能让流速衰减到足够低以在增大半周期内造成较大的速度振幅,且为旋涡的分解和扩散提供了足够的时间,较短的流速增长半周期更有利于旋涡的大量生成。因此类似于锯齿型的具有流速下降较缓和流速增大较陡曲线的脉动型式,对于强化传热应该是更有利的。

谢公南[14]等数值研究了波纹通道内脉动流动与换热情况的结果表明,流动阻力特性呈周期性余弦规律变化,传热Nu数呈正弦规律变化;频率、振幅的增大,使得阻力脉动幅度增大;受入口脉动流的影响,通道内的旋涡发生周期性的脱落、增长和迁移,从而增强了流体之间的扰动和掺混,强化了传热;传热的强化效果随着振幅的增大而增强,但在特定人口脉动流下,相同振幅不同频率下的强化效果几乎一致。

3.6 流体物理性质的影响

影响传热的流体物理性质主要是流体粘性,当流体粘性较大时有利于漩涡的生成,对传热的影响是有利的,但粘性过大则会阻碍流速的脉动变化,反而不利于传热。由于粘性对脉动传热影响的复杂性,对其还需进一步的研究。

4 研究现状

早在30年代就有人开始研究了脉动强化传热。早期的研究由于实验条件的限制,诸多实验结果不尽相同。Warren M Rohsenow[15]等收集了早期的实验成果,并整理成图,从图可以看出:由于脉动方法、工质、脉动频率等的不同,研究者所得的实验曲线不尽相同。20世纪70年代初发生的世界性能源危机,更有力地促进了脉动流动在强化传热方面的研究,脉动流动强化传热的流动特性、传热特性的研究是人们关心的重要课题。

4.1 实验研究方面

Dec[16]研究了在Helmholtz型脉动燃烧器的尾管中,燃气流对尾管壁面的传热特性,揭示了脉动对热传递过程的增强作用;还发现由于气流脉动的作用传热速率提高了2.5倍;表征换热特性的努赛尔数Nu随脉动幅度和频率的增加而增大;脉动使传热增加的程度随平均质量流量的增加而下降。

Habib和Attya[17]对层流状态下的脉动空气在不同的雷诺数和脉动频率进行了对流换热特性的试验研究得到,Nu显示受脉动频率的影响比较强烈,而对Re的变化却不敏感;Nu的增大随着脉动频率或Re的增加而降低;流体的脉动对换热特性有明显的影响,换热效果有增有减。

张玉娟[18]对流体脉动强化传热的试验研究表明,脉动源的位置对强化传热有重要影响,在上游脉动能强化传热而在下游则减弱传热效果;脉动强化传热比不是随频率的增大而单调增大的,高效频率范围大多数在1 Hz左右。

Jeong Woo Moon、Seo Young kim[19]等研究了通道壁面上设置有周期性串连间隔板的通道内脉动流动对对流传热的影响,结果表明对于稳态流动增加块间跨距由于块夹带冷流体增加而提高了对流换热;并发现当依赖于块间距和脉动频率的脉动流动增强时传热有显著的提高;上游块强化传热大部分在频率fF=40 Hz时出现峰值,而与块间跨距的改变无关,但是随着块间跨距的增加下游块的热共振频率减小。

高虹和曾丹苓[20]通过自激振荡脉冲射流的试验研究得到,在合适的水力参数和结构参数的配合下,Helmholtz共振腔产生的脉动流将明显地强化换热;压差增大时将产生更强烈的脉动流,明显地提高流体的紊流程度强化管内流动换热,较高压差时的强化比大于较低压差的强化比;而在流量及压差较小时使用共振腔时不一定能起到强化换热的作用。

D.X.Jin、Y.P.Lee[21]等对三角形凹槽道内脉动流动的实验研究表明,脉动流激励可促进传热,在Re=270,St=0.34和η=0.5时与稳态流相比传热增强最大值为350%;漩涡反复的产生、生长、膨胀及脉动促进的槽内流体和主流流体间的强烈混合使其从沟槽排向主流,使从壁面到主流流体的传热得到增强。

4.2 数值研究

Kim et al.[22]对在带有两个加热块作为热源的脉动流道内流动的情况下的强化传热现象进行了数值模拟研究,指出共振存在的影响是在一定的脉动频率下强化传热达到最大。

H.N.Hemida、M.N.Sabry[23]等研究了雷诺数和普朗特以及脉动幅度和频率对传热的影响,并阐述了脉动对发展区域的影响及沿管长产生阻尼振荡的时间平均Nu数的机理。

杨卫卫[24]等对对不可压缩脉动流动的流动和换热特性进行了数值模拟研究表明在脉动流动时,壁面的换热也受到影响.随着频率的增大,流体的脉动对Nu的影响逐渐集中在加热段上游的区域,而在下游的绝大部分区域,其影响可以忽略。

Xuefeng Wang 和Nengli Zhang[25]对有大速度振荡幅度的脉动湍流流动的恒壁温管内的对流传热进行了数值研究,结果表明大振幅的速度振荡和脉动紊流中的逆流极大的促进了传热的强化。

何雅玲[26]等对脉动流动强化凸块散热进行了数值研究结果表明,脉动流动加强了流体的扰动和掺混作用,增强了流体的传热能力,进而强化了凸块的散热。凸块散热的强化效果随着Re数和振幅A的增大而增大,并且对于该模型存在最佳的St数。

吴峰、王秋旺[27]等对单侧带有周期性分布纵向涡发生器通道内的流动与传热动态特性进行了非稳态三维数值模拟结果表明,在脉动流动的影响下纵向涡发生器的传热能力得到了强化,随着脉动频率的增加传热强化程度得到了进一步加强。

5 结束语

流体脉动强化传热作为一种有效的强化传热技术,虽然已有众多学者对其进行了研究,但由于脉动流动的复杂性,影响参数众多,所以对其研究还不很成熟。在工业上的应用也不广泛,仅在糖厂和电子领域有一定的应用。在已有研究的基础上,该领域的研究有一下几个值得注意的方向:

(1)影响脉动流动的因素很多,目前对单个参数的影响研究较多,需对各个参数交互影响进行系统研究,找出最佳工作条件。

(2)在已有的研究中所使用的物料多为空气、水等粘性较小的物料,与实际生产中所用物料性质相差较大,由于脉动可以防止壁面结垢,所以对有一定粘性或易结垢物料的研究是一个值得关注的问题。

(3)脉动发生装置是脉动流动中的一个关键因素,其合理与否直接影响到脉动流动的情况,从而影响到其传热性能,有必要进一步研究。

综上所述,脉动流动对传热特性的影响和在工业上的应用将会成为研究的热点。随着研究的深入,相信脉动流动强化传热会在工业生产中得到广泛的应用。

垂直上升内螺纹管流动传热特性研究 篇5

1传热经验关联式

自上世纪70年代末, 美国B&W公司首创B&W内螺纹管, 日本三菱重工成功开发内螺纹管圈超临界机组以来, 国内外科研工作者对内螺纹管水冷壁开展了深入研究, 包括内螺纹管的几何特征尺寸选取、内螺纹管内传热规律、强化效果、恶化机理、临界热负荷、临界流量、临界含气率、壁温特性、恶化后传热以及蒸干点干度的预报等。本文深入对比的内螺纹管结构如表1。

研究不同关联式差别的根源不仅可以解释每一个流动参数对传热系数的影响到底有多大, 而且可以更为实际地评价经验传热关联式。

1.1 亚临界下水的传热实验关联式

对于亚临界下的单相水而言, 物性随着温度变化不大, 传热系数一般采用传统的Dittus-Boelter关联式进行计算, 其一般形式为:Nu=a×a×Reb×Prc。

对核态沸腾和两相强制对流换热计算公式, 应用较广泛的是Chen公式。Chen将两相对流换热系数分成宏观对流换热和微观对流换热两部分。由于内螺纹管的漩流作用, 两相强制对流区占很大部分, 泡状沸腾仅在质量含汽率x值很小时存在, 所以内螺纹管内沸腾换热系数的研究着重在两相强制对流区。较常见的两相强制对流换热公式是Lockhart-Martinelli在热量传递与动量传递比拟基础上, 将其参数扩展到两相传热, 考虑到压力和质量流速的影响, 两相强制对流区的传热系数的试验数据结果可整理成以下形式:

undefined

其中undefined

上式中:htp为两相区换热系数;

hI为液相部分对流换热系数;

Pcr为临界压力, Pcr=22.115MPa;

Gmax为试验中的最大质量流速。

本文研究的垂直内螺纹管在亚临界压力下对流传热关联式如表2所示。

1.2 超临界压力下水的传热实验关联式

最近几十年来, 在实验的基础上提出关于超临界压力下水的传热关系式多达20多个, 大多数关联式都建立在变物性的单相强制对流传热机理上, 大部分采用努谢尔特数Nu、雷诺数Re、普朗特数Pr及其它物性参数比值形式的修正项来拟合实验数据, 其定性温度一般采用流体温度、壁面温度或膜温度中的一种。其中应用最多的就是以Dittus-Boelter关联式为基础进行修正得来的关联式, 其形式如下:

Nux=a×Reundefined×Prundefined×d

式中:下标x用来计算物性的参照温度, 系数a、指数b、c取决于所用的实验数据, 修正系数d是考虑物性变化和入口效应的影响。

由于超临界压力下的水在拟临界温度附近物性变化剧烈, 一般的关系式不再适用, 需要对关系式中的参数进行修正, 具体情况则根据影响因素的不同程度确定。

2对比结果及分析

在亚临界区, 单相传热关联式与两相传热关联式选取型式不同, 在单相区对流换热系数较小, 且换热系数在过冷沸腾区变化不大, 在两相蒸发区换热系数逐渐增大;单相汽区, 随着蒸汽导热系数的减小, 传热系数甚至比单相水更低。

在超临界区, 由于水在拟临界区附近物性变化剧烈, 超临界水在拟临界区附近发生了明显的传热强化。由于拟临界点前后换热规律不同及所用公式不同, 在拟临界点附近传热系数有明显的跳跃, 但远离临界焓值的低焓值区和高焓值区, 呈现相似规律。

这几种内螺纹管的传热系数不是由螺纹头数决定的, 还与螺纹高度及螺旋角有关, 内螺纹管螺纹高度不足, 传热效果将显著下降。无因次数用来表示结构参数对传热特性的影响。其中h为内螺纹管螺纹高度, d为内螺纹管当量内径, α为内螺纹管螺纹升角。对比其无因此数N, 可以看出N越大, 传热效果越好。

摘要：通过对比不同结构尺寸的垂直上升内螺纹管在亚临界及超临界压力下的传热系数计算关联式, 结果表明:传热系数随着质量流量的增大、压力及热负荷的减小而增大;换热系数峰值在两相沸腾区;在超临界压力区, 由于水在拟临界附近变化剧烈, 在拟临界焓值区传热系数有最大值。内螺纹管结构参数对传热特性的影响与无因次数N有密切关系。

流动与传热 篇6

随着我国经济的发展,电力需求持续高速增长,优先发展电力工业必将成为我国一项长期的战略任务。燃煤电厂已经对环境造成严重污染,而燃气轮机及其联合循环以其清洁、高效的特点已经成为世界电力工业的一个重要组成部分。上世纪20年代末,日本等发达国家就已经投入到高效燃气轮机的研究中,而我国发展相对滞后。根据 Econopac标准化模块[1]设计概念,燃气轮机主要包括燃机本体、进排气系统、罩壳系统、控制系统等几大模块。60年代初清华大学最早研究了燃气轮机装置动态特性[2]。自80年代起,对提高燃气轮机效率的方法进行了大量的研究,蔡睿贤[3]初步探讨了燃气轮机装置的最佳效率。龚琪[4]对小型燃气轮机热电联产的经济性和环保性的分析,论述了小型燃气轮机热电联产的发展前景。罗次申[5]研究了燃气轮机的进气消声器和进气弯道,对其声学性能进行了实际测量,并进行了相应的理论计算。赵红罡[6]介绍了固体氧化物燃料电池与燃气轮机混合系统的结构及应用现状。孙磊[7]研究了燃气轮机的排气扩张管,对设计的排气扩张管采用有限元方法进行分析,验证了设计的合理性。严磊[8]分析了钢质燃气管道在多种内、外边界条件下管道受热情况,并进行分段传热计算得到管壁及燃起温度场分布并据此开发了温度场计算软件。罩壳系统作为燃机重要辅助系统国内对此现在还没有详细的研究。罩壳系统主要起到保护燃机本体、吸收噪声、通过强制通风来排除废热的作用,所以对罩壳系统的研究是非常有必要的。

由于燃气轮机罩壳内结构和流动都非常复杂,国产化的工程设计需要一套比较准确的实验关联式和工程公式用于传热和流动的快速计算,为了解决这个问题,本文首先建立了三维传热和流动物理模型,采用Fluent软件在真实工作条件下进行数值模拟,结果采用燃机电厂现场测量值进行验证;之后,采用数值模拟结果对工程计算中相关需要修正的系数进行修正,以获得最终比较准确的快速工程算法公式。

1 物理模型和边界条件

燃气轮机罩壳系统的结构主要包括风道、消声器、罩壳本体等。风道用于排除废热和泄漏的可燃性气体,消声器用于吸收燃机本体的噪声。其物理模型如图1所示,给出燃气轮机罩壳系统内主要部件的标识。

要得到罩壳系统内的传热特性,需要知道燃机本体的结构和表面温度。为了简化模型,根据燃机本体的结构对其进行分段,具体划分方案如图2所示。图中S1-S9分别表示每个分段的编号,数字表示结构尺寸[m],其中3.002和4.237均表示燃机本体的直径。

为了提高计算速率,采用非均匀网格,如图3所示。入口边界条件采用“质量流率入口”,3个出口采用“outflow”边界条件。燃机本体在实际运行时需要覆盖保温材料(本文算例的保温材料厚度由燃机设计公司提供),网格划分见图4。

保温材料选择矿渣棉原棉,其导热系数随温度的变化采用拟合公式结合UDF函数进行考虑;燃机包含压缩机和燃烧室等,内表面的实际情况相当复杂,直接通过数值模拟获得用于工程计算的对流传热系数非产困难。本文采用燃机设计公司提供的无保温措施且处于自然对流条件下的外壁温度结合罩壳内的自然对流计算获得图2中每一段的散热量,然后,通过传热公式在假设对流传热系数hi的基础上计算内部等效气流温度tfi。值得注意的是,这里所得到的并非燃机运行时真正的hi和tfi,而是为了获得保温层外壁面温度和散热量而给出的等效值,这里面同时包含了不同燃机结构的影响。

2 数值模拟结果与分析

利用Fluent软件根据第二章中给出的罩壳系统的网格划分及边界条件,得到罩壳不同入口空气体积流量和温度条件下出口处的动压和静压,分别如图5和图6所示:

从图5和图6可以看出,随着环境温度的升高,罩壳系统的静压稍有降低,但出口平均动压基本不随温度变化;当环境温度一定时,不同的流量对应不同的总压降,为实际工程中选择合适的风机提供了依据;由于物理模型中没有考虑系统内管路等障碍物对气流的扰动作用,因此数值模拟结果比实际运行时低一些。

图7给出了环境温度为0℃,罩壳内空气的体积流率为21.25 m3/s条件下的燃机本体的温度云图。从左右两侧的温度云图上可以看出有燃料模块侧的部分温度比另一侧的低,且下半部分的温度要低于上半部分;局部表面的温度高达110℃,其它表面的温度都在55℃以下,说明选择的保温材料是合理的。

3 工程计算公式及相关系数的修正和结果分析

3.1 罩壳系统阻力特性计算公式

为了得到通风系统的压力情况,对风道内的阻力特性进行了研究。总的压力损失主要包含沿程阻力损失和局部阻力损失两部分。罩壳系统的局部结构包括渐缩、渐扩、弯管、气流横掠圆管。

局部阻力计算公式为

$\text{Δ}p=\xi \frac{\rho u{}^2}{2}$ (1)

式中ξ——局部阻力系数。

对于规则通道可参考文献(简明通风设计手册),对于不规则通道则由下面的公式来计算。

(1)矩形弯道的局部阻力系数计算公式为

$\zeta =0.008\frac{\theta {}^{0.75}}{n{}^{0.6}}C$ (2)

式中 n——管道半径和管道宽度之比;

θ——弯道角度;

C——管道长度和管道宽度比值的函数。

(2)罩壳顶部消声器后收缩结构的局部阻力系数计算公式为

ζ=a+b·θ+c·θ2 (3)

式中 θ——收缩结果两斜面间的夹角,a, b, c的值见文献(通风除尘与机械输送)。

沿程阻力的计算公式为

$\text{Δ}p{}_{\lambda }=\frac{\lambda }{d}\times \frac{\rho u{}^2}{2}\times l$ (4)

式中 Δpλ——沿程摩擦损失;

d——当量直径;

ρ——流体密度;

u——流速;

l——沿程长度;

λ——沿程阻力系数。

采用了Churchill[9]提出的公式

$\lambda =8[(\frac{8}{Re}){}^{12}+\frac{1}{(A+B)}{}^{\frac{3}{2}}]{}^{\frac{1}{12}}$ (5)

式中$A=\{2.457\ln [\frac{1}{({\rm T}/Re){}^{0.9}+0.27\epsilon /d}]\}{}^{16}$;

$B=(\frac{37530}{Re}){}^{18}$;

ε——管子的粗糙度。

由于罩壳顶部风道存在下部气流的非均匀流入和转弯等,所以沿气流方向流量是变化的,用已有的计算公式无法得到内部的压强分布,因此在罩壳顶部风道内的压强的计算中乘以一个修正系数K,通过数值模拟结果得到以下的拟合公式

K=a+b·X+c·X2+d·X3+e·X4+f·X5 (6)

式中 a,b,c,d,e, f的值由表1中给出,表中x表示风道长度。

3.2 阻力特性的结果分析

通过上述修正后的算法采用Fortran语言编制程序计算得到V=43 m3/s,Tin=30℃情况下罩壳系统内计算点的压强值,其中计算点示意图如图8所示,各点相对压强如表2所示:

从表2中可以看出各点的静压在-500 Pa以内(这是燃机设计公司给出的要求),其中静压为负值是因为采用了出口处引风的形式进行通风的,总压也没有超过910 Pa,则通过该流量条件下的计算可以为实际工程中对风机的选择提供依据。

上节中指出罩壳顶部风道内的流动情况比较复杂,所以对顶部风道的压力情况进行了重点考察,其沿流动方向的动压和静压变化如图9所示。从上图可以看出沿流动方向的压力分布非常不均匀,最大静压差达到60 Pa,压降在出口即附近处的降幅最大,所以为了安全起见,应该在出口处附近的比较加装固定措施。

3.3 罩壳系统的传热特性计算公式

罩壳内的传热过程主要由燃机本体、排气扩散器、燃料处理模块以及润滑油系统等和空气的热交换构成。在传热过程的计算中,分别根据不同的区段考虑,由于罩壳系统内结构复杂,气流方向不单一,目前还没有直接可用的公式,所以采用流体外掠圆柱的实验关联式,计算Nu数,然后根据数值模拟结果对其进行修正。主要过程如下所示:

(1)根据散热量Φ、空气体积流率V以及空气的入口温度ti计算空气的出口温度t0=ti+Φ/Vcp;

(2)根据空气入口温度tm和空气出口温度tout确定定性温度tm=(ti+t0)/2,从而确定空气的物性,包括密度、导热系数、运动粘度、热扩散系数等;

(3)首先根据物性参数计算Re和Pr,然后根据流体外掠单管的实验关联式Nu=CRenPr1/3计算得到Nu;然后根据Nu计算对流换热系数h;

(4)由数值模拟结果修正h,即h′=Chh,修正值Ch为

Ch=k·tin+b (7)

由于计算中发现S6,S7,S8的对流换热系数非常接近,为了修正方便,将这三个面的对流换热系数统一成S6,则9个面就变为7个面,表2中给出了修正公式中的k和b。

(5)最后根据传热方程得到保温层外壁面温度

Φo=koAo(tfi-t∞) (8)

$t{}_{f0}=\frac{\Phi {}_0}{h^{\prime }A{}_0}+t{}_{\infty }$ (9)

式中$k{}_o=(\frac{1}{h{}_i}\frac{d{}_o}{d{}_i}+\frac{d{}_o}{2\lambda }\ln \frac{d{}_o}{d{}_i}+\frac{1}{h^{\prime }}){}^{-1};$

di,do——内、外表面直径;

t∞——空气温度。

为了获得罩壳内燃机本体保温层外表面的真实温度,针对某燃机电厂的燃机表面温度进行了现场测量。主要的测量仪器有:NI的数据采集仪、电脑、铜-康铜热电偶。测量过程中首先需要建立坐标系并确定测点位置,然后通过计算机的数据采集软件获得该点温度。

3.4传热特性的计算结果分析

为了得到燃机本体保温层外表面的温度分布,采用修正后的工程算法得到了不同分段保温层外壁面的温度分布,为了检验算法的正确性,和实测值进行比较,如表4所示。

从表4中可以看出修正后的模型计算得到的结果(除第四段外)和实测值误差在10%以内。在S4段保温层外表面温度比较高,因为该段处于燃烧室附近,所以在实际工程问题中需要对该段做些特殊的处理,该段燃机本体内的传热特性比较复杂,因此计算结果和实测值相比误差较大;除了后面两段的温度比实测值要高,其它段的平均温度都低于实测值,所以使用该算法做工程预估时要考虑实际情况会比计算值稍高。

4结论

采用数值模拟结果对工程算法中的重要参数进行修正,修正后的工程算法模型用于计算罩壳内部压强和保温层外表面温度,得到如下结论:

(1)罩壳顶部风道内的压强非常不均匀,在消声器入口附近的静压差最大值达到60 Pa,因此,在实际工程问题中为了安全起见,需要在出口附近的壁面加装固定措施;

(2)传热特性分析表明在S4段的温度值较高,原因是该段处于燃烧室附近,所以需要增加此处进风口的流率;

(3)通过Fortran语言编制修正后工程算法的程序,可以快速得到覆盖电厂燃机不同工况的传热和流动阻力特性,为该型号燃机罩壳和保温层的国产化设计提供了一个快速、方便的途径。

参考文献

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流动与传热 篇7

管式空气预热器主要用于200 MW及以下锅炉, 在我公司有大量的应用。堵灰和低温腐蚀是空气预热器中的两个密切相关的问题。空气预热器的积灰和低温腐蚀是影响锅炉运行安全性, 经济性的主要原因之一, 并引起了人们的普遍关注[1]。特别是我公司设计的燃用新疆准东地区有严重沾污性和结渣性能的煤种锅炉, 在管式空气预热器尾部堵灰现象严重, 严重影响锅炉的正常运行。空气预热器受热面堵灰与烟气露点密切相关。当管壁温低于酸露点时, 酸液凝结, 引起灰垢粘附, 导致加热元件通道堵塞, 积灰加剧腐蚀。堵灰还与空气预热器类型、结构, 及其空气动力场、温度场, 吹灰装置布置等有关。以某电厂200MW四角切圆煤粉炉立式管式空气预热器为研究对象, 根据其结构参数, 设计参数和运行参数, 利用CFD数值模拟软件对空气预热器内的湍流流动, 传热进行了三维数值模拟, 得出管式空气预热器管壁温度和速度分布。通过与酸露点的比较, 能够较为准确地判断积灰的区域, 为运行检修和优化整改提供有效依据。

1 数学模型和计算方法

流体力学基本方程组包括连续性方程、运动方程、组分质量守恒方程、能量方程、本构方程、状态方程及通用形式守恒方程。其通用形式为[2]

undefined (1)

式中, 第一项为瞬变项或时间项, 第二项为对流项, 第三项为扩散项, Γφ为对应于变量φ的扩散系数, 末项Sφ为函数φ的源项。各方程在通用方程中的对应关系, 见表1。

2 立式管式空气预热器模型

计算采用的锅炉为我公司设计燃用新疆地域准东煤600 t/h、高温高压参数、自然循环、四角切圆燃烧方式、平衡通风、固态排渣、全钢悬吊π型结构、带紧身封闭的燃煤锅炉。该锅炉尾部烟道在省煤器出口分为一二次风烟道, 一二次风烟道分为左右两个烟气通道。在一次风烟道末级空气预热器出口设置调节挡板调节一二次风烟道的烟气流量。一次风烟道截面为1 050 mm×7 716 mm, 二次烟道截面为3 260 mm×10 258 mm。在设计煤种100%BMCR工况下, 一次风侧烟气份额为23.5%, 一次风侧空气份额为27% 。设计空气进风温度为30 ℃, 二次风设计出口风温为254 ℃, 二次风设计出口风温为305 ℃。

2.1 几何模型简化

为计算空预器管子壁温, 建立一纵列空预计管子模型, 见图1。其中A为高温烟气入口, D为烟气出口, C为冷空气入口, B为热空气出口。

a, 一次风空预器 b, 二次风空预器

2.2 介质特性数据

按照《锅炉机组热力计算标准方法》98版, 上述设计煤种的酸露点为90.5 ℃。湍流选择标准k-ε模型, 采用壁面函数法处理边界层。根据烟气成分计算所采用的空气和烟气的比热[3]见图2。

2.3 边界设置

一次风侧烟气份额按0.235, 一次风侧空气份额按0.27分别烟气和空气施加入口速度, 见表2。在烟道出口处设定为相对0Pa压力出口边界。

3 计算结果与讨论

3.1 管子壁温

a, 一次风; b, 二次风

燃烧设计煤种在100%BMCR工况下一二次风管子壁面温度见图3。末级管箱管子壁面温度低于酸露点的区域见图4.a和4.b, 在不考虑自清灰的作用下, 显示区域会结露, 这些区域会沾灰。一次风入口处低于酸露点的高度约为1.4 m, 二次风入口处低于酸露点高度约为3 m, 二次风最低壁面温度比一次风约6 ℃;壁温低于60 ℃的管子数量见图4.e和4.f, 一次风侧为9排, 二次风侧为15排;低于70 ℃的管子数量, 一次风侧为20排。二次风侧为34排, 这说明二次风侧积灰程度高于一次风侧。

3.2 烟气出口温度

在设计煤种100%BMCR工况下, 一次风侧烟气出口温度为110.6 ℃, 二次风侧烟气出口温度为110.5 ℃, 出口烟气温度沿深度关系见图5。

3.3 管箱压降

在设计煤种100%BMCR工况下, 各级空预器的烟气侧压降见表3。

4 整改方案分析

考察在100%BMCR工况下封堵部分管子的方案, 假设封堵50%二次风侧末级空预器管子, 壁面温度结果见图6。可见壁面温度并没有比原有方案增加了10 ℃。低于露点的管子数量为29排, 较原结构64排减少了35排, 空气出口温度为287 ℃, 较原结构减少了5 ℃。

5 结语

一、二次风末级空预器管箱在入口段因管壁温度低于酸露点会导致烟气中的硫酸冷凝在管壁并与烟气中的矿物质反应生成难以清除的积灰, 就积灰的严重程度, 二次风末级管箱由于高度为3.5 m, 管内积灰的长度和范围比一次风严重。

封堵空预器管子的方案, 能够有效减少易于结露积灰的区域, 增加了排烟损失, 但是烟气速度的提高提升了管子的自清灰能力, 很大程度减缓了管子内部积灰的速度。

6 建议

依据积灰的机理, 建议采取以下措施:提升二次风入口温度;严格控制燃料的水分, 在锅炉内部出现泄露后要及时停炉, 以防止尾部受热面因水分过多降低烟气露点而造成大面积的堵灰;加强运行调控, 组织好炉内的燃烧, 以降低硫化物的生成量;加强低于酸露点区域的吹扫;提升排烟温度。

摘要：堵灰和低温腐蚀是空气预热器中两个密切相关的问题。对某管式空气预热器进行了三维数值模拟, 得出管式空气预热器管壁温度和速度分布。通过与酸露点的比较, 能够较为准确地判断积灰的区域, 为运行检修和优化整改提供有效依据。

关键词：管式空气预热器,堵灰,结露,准东煤,壁温,数值模拟

参考文献

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流动与传热 篇8

随着柴油机对大功率需求的发展, 使得其气缸盖的热负荷不断增大, 所产生的热疲劳而失效问题将更加突出。特别是在气缸盖火力面进排气门座与喷油嘴座之间的鼻梁区, 其热应力与机械应力之比甚至达到39.4∶1。气缸盖鼻梁区结构及此处冷却水的流动与传热状况直接影响到气缸盖的使用寿命与可靠性, 所以研究气缸盖冷却水腔鼻梁区结构及冷却水的流动与传热状况对此处最高温度的影响, 并在此基础上对鼻梁区水腔结构进行优化设计具有重要意义[1]。

研究[2,3]表明:在水冷柴油机气缸盖冷却系统中存在着多种不同类型的传热, 其中在火力面排气门鼻梁区, 传热主要以沸腾传热的方式出现。然而, 由于受到沸腾传热模型适用范围与计算精度的限制, 现有对气缸盖冷却水腔内的CFD计算仍以单纯考虑对流传热或者单向流沸腾传热为主[4], 国内外在气缸盖沸腾传热方面的研究也较少, 如文献[5]对不同T形流道进行流动与传热的试验研究, 文献[6]将气缸盖鼻梁区简化为一个T形截面形状, 采用修正之后的BDL沸腾传热模型对其进行仿真计算, 并在此基础上得出在相同条件下T形宽度方向上比值的变化对沸腾传热产生的影响比高度方向比值的变化更加明显[6]的结论。这些研究都未考虑基于欧拉分相的气液两相流动与沸腾传热模型, 更没有同时考虑局部结构参数及两相流动参数对沸腾传热的影响, 从而制约了发动机气缸盖鼻梁区冷却水流动与传热的分析精度及优化设计。

为此, 本文中以某高强化柴油机气缸盖为研究对象, 将该气缸盖鼻梁区水腔结构简化为一个矩形加V形截面形状并对其截面形状进行参数化建模。以该简化模型为研究对象, 采用基于欧拉分相的气液两相流沸腾传热模型对其进行了流固耦合传热仿真分析。通过试验设计方法研究了冷却水进口温度、速度、气泡尺寸等两相流动参数及V形高度和下部宽度的变化等对鼻梁区最高温度的影响, 找出各个参数的影响规律, 并对这些参数进行优化, 为进一步合理设计鼻梁区结构和评价此处流动与传热状态提供了理论依据。

1 计算基本理论

1.1 流固耦合传热计算理论

由能量守恒原理可知, 在流固耦合交界面处, 固体传出的能量应该等于流体吸收的能量。因此, 采用方程 (1) 来描述气缸盖实体热传导的Fourier热传导方程和流体流动及传热的控制方程组:

式中, K为固体的导热系数, W/ (m·K) ;Tw为壁面温度, K;Tf为流体温度, K;h为局部对流传热系数, W/ (m2·K) 。

1.2 两相流过冷沸腾模型

1.2.1 壁面沸腾模型[7,8]

流动沸腾中壁面热流分配的计算模型认为壁面上的全部热量首先传递到临近壁面的过热液体微层上, 热量传递过程分为气泡生长时间和等待时间两阶段。壁面上总的传热热流Q包括沸腾壁的导热Qe、气泡或核心的传热Qq和未被气泡覆盖的液体与壁面的对流传热Qc三部分:

其中

f、n和ddep的计算式[7,8,9]为

式中, St为本地Stanton数;λliq为液相的导热率;f为气泡成核频率;Twall为壁面温度;Tliq和uliq分别为近壁计算区域液相的温度和速度;twait为气泡脱离到下一气泡产生的等待时间;A1f为气泡核化面积影响系数;n为核化点密度;ddep为气泡脱离直径;A2f为单相对流面积影响系数;cp, liq为液体比热容;ρg为气相的密度;ρliq为液相的密度;H1g为液体的汽化潜热;Tsat为液相的饱和温度, 取值为373K。

1.2.2 热相变模型[7,8]

在过冷沸腾流中, 两相之间热量和质量的传递用气泡在加热壁面的汽化和在冷却液中的凝结来描述。当汽化气泡脱离加热壁面之后, 气泡被过冷液体所包围变为凝结。相变的过程包含相间热量的传递, 这可以用热相变模型来模拟。单位时间单位体积通过相边界的相间传热率用Qlg表示:

式中, A1g为气液两相界面间面积密度, Alg=6rg/db, 其中db为气泡平均尺寸;hlg为气液两相间的传热系数, hlg=Nubλliq/db, 其中Nub为努赛尔数。对于不可压缩牛顿流, 气泡的Nub可以通过式 (10) 计算:

式中, Reb为气泡的雷诺数;Prl为周围液体的普朗特数。

单位时间单位体积通过相边界的相应的相间凝结率Γcond为

1.2.3 相间动量传递模型[7,8]

在过冷沸腾流中相间动量的传递通常用界面力[3]来表示:相间曳力FD和非曳力 (紊流耗散力FTD、浮升力FL、壁面滑移力FW和虚拟质量力FVM) 。

相间曳力是由界面间摩擦系数和气泡上作用的不同压力所引起, 可通过式 (12) 计算:

式中, CD为曳力系数;db为气泡直径;rg为气相的体积分数;Ug和Uliq分别为气相和液相的速度。

浮升力是离散相在旋转的连续相中受到的剪切应力, 与连续相密度成正比, 如果离散相密度与连续相密度相差不大或者在一个数量级上, 则要考虑浮升力的影响;浮升力还与连续相的相切应变速率有关, 当连续相剪切层厚度与离散相的平均粒子直径相差不大时, 也要考虑浮升力的影响, 其作用在两相相对运动的垂直方向, 具体可通过式 (13) 计算:

式中, CL为无量纲浮力系数, 取值为0.1;

紊流耗散力是由于湍流漩涡与相间曳力相互作用引起, 倾向于将流体从高浓度区扩散至低浓度区, 其可以通过式 (14) 计算:

式中, σt为液相湍流施密特数, 取值为0.9;CTD为湍动能耗散系数, 取值为1.0;rliq为气相的体积分数。

壁面滑移力倾向于将离散相推离壁面, 仅在临近壁面得薄层起作用, 可以通过式 (15) 计算:

式中, yw为最近壁面距离;nw为壁面单位法向量;C1和C2均为系数, 分别取值为-0.01和0.05。

虚拟质量力与相对相间加速度成正比, 当离散相密度小于连续相时, 应考虑虚拟质量力的影响, 可以通过式 (16) 计算:

式中, CVM为无量纲虚拟质量力系数, 对于围绕独立球体的非黏性流, 取值为0.5。

2 计算有限元模型的建立

2.1 鼻梁区流固耦合模型的提出及参数化设计

图1为某高强化柴油机气缸盖实际鼻梁区及其水腔流道的结构, 从该实际结构出发抽象出一个矩形加V形截面形状的简化的鼻梁区结构。以该简化的鼻梁区及其水腔流道为研究对象, 保持该截面总高度尺寸 (L1+L2) 不变, 对其V形截面形状高度方向 (L2) 及下部宽度方向 (W2) 进行了参数化设计, 并结合文献[6]作出如下假设和说明: (1) 整个简化的鼻梁区结构计算总长度4200mm, 包含进口延伸区 (1900mm) 、加热区 (40mm) 和出口延伸区三个部分, 如图2所示; (2) 整个V形流道设为非对称加热条件, 即仅将简化模型的火力面加热区 (图2中区域) 设为均匀加热面以模拟气缸盖火力面鼻梁区产生的高温, 而其余壁面假定为绝热面, 不考虑热量的损失。

2.2 有限元模型的建立

采用Pro/E建立鼻梁区简化结构模型, 冷却水液体模型在ANSYS Workbench软件平台下的Design Modeler中通过填充自动生成。由于计算域狭长并且其在长度方向的网格尺寸不能太大, 因此为了兼顾计算的精度和成本, 需要在网格的数量与质量之间权衡。最终简化后的气缸盖鼻梁区与冷却水腔流固耦合系统计算有限元模型如图3所示。在本次计算中所采用的材料, 其中冷却水及其汽化后所产生的水蒸气均采用CFX软件相间质量传递模型中材料库所自带的, 各自的物性参数参考其帮助文献[10];气缸盖材料为灰铸铁, 密度为7870kg/m3, 比热容为447J/ (kg·K) , 导热系数为52W/ (m·K) 。

3 计算工况及边界条件

3.1 计算工况

计算中设定冷却水的入口水温、速度的变化范围和发动机冷却水腔中实际运行参数相似。本文中采用试验设计方法, 将冷却水进口温度、速度和气泡尺寸等两相流动参数及V形截面高度和下部宽度设为输入参数, 对气缸盖火力面鼻梁区最高温度值进行响应分析, 输入参数的设置范围分别为:冷却水进口温度343~363K, 速度1~3m/s, 气泡尺寸0.6~1.4mm[8,11,12], L2尺寸28~36mm, W2尺寸16~24mm。

3.2 边界条件

3.2.1 热边界

为确定火力面周围的环境温度和传热情况, 采用GT-Power软件构建了发动机的热力学循环模型, 并根据计算结果确定出火力面的传热情况。其中, 气缸盖火力面环境温度为1004K, 对流传热系数为1520W/ (m2·K) 。

3.2.2 流动边界

流动边界条件主要包括入口、出口及壁面边界条件。入口边界根据试验工况测量的液相水平均速度给定两相平均流速, 进口只有水, 因此水体积分数为1, 水蒸气体积分数为0, 液相温度为入口水温, 冷却水入口采用速度入口边界条件, 冷却水出口采用压力边界条件, 即出口压力为常数, 并假设两相处于同一个压力场, 只需定义出口处的实测压力值, 其压力值为0.1MPa。壁面采用无滑移壁面边界条件;其余壁面按绝热条件处理。

4 计算结果比较分析

4.1 模型的试验验证

为了验证计算模型及仿真方法的正确性, 本文给出了冷却系统在一个标准大气压下, 冷却水进口速度和温度分别为2m/s和80℃、气泡尺寸为1mm、截面尺寸L2和W2分别为32mm和20mm时, 火力面分布点1的温度实测值与简化模型加热区最高温度仿真计算值。其中, 试验时火力面八个温度分布点的具体位置分布如图4所示。仿真计算值为237℃, 试验值为284℃, 误差为16.5%。误差过大的原因主要有:一方面实际气缸盖鼻梁区两侧也存在很高的温度, 在本次计算过程中对其做绝热处理;另一方面为了便于计算时根据火力面实测温度值调整火力面局部对流传热系数, 从而使实测点处的计算温度值与实测温度值接近或相等, 经常将火力面沿径向分为几个区, 采用半经验公式计算各个分区的对流传热系数, 在本次计算中直接采用根据本柴油机热力学循环所得到的火力面热边界条件, 未对其具体分区。

4.2 两相流动参数对鼻梁区最高温度的影响

根据沸腾中两相流气泡的形态, 流动状态的变化过程大致分为单相对流、核态沸腾、过渡沸腾和膜态沸腾五阶段。在核态沸腾过程中, 冷却水蒸发过程中吸收大量热量, 沸腾气泡离开壁面并在水中消失的过程会产生剧烈的扰动增强湍流而提高传热强度。因此, 核态沸腾传热具有比对流传热更高的传热能力。如果能够有效控制气缸盖内冷却水沸腾时始终处于核态沸腾阶段, 防止产生过度沸腾和膜态沸腾, 将有助于降低气缸盖的热负荷, 所以研究冷却水进口温度、速度和压力及气泡尺寸等因素对气缸盖沸腾传热的影响具有重要意义。

4.2.1 冷却水进口速度的影响

图5为由试验设计方法得到的火力面鼻梁区最高温度随冷却水进口速度的变化曲线图。从图5可以看出, 火力面鼻梁区的最高温度值随着冷却水进口速度的增大而减小。这是因为随着冷却水进口速度的增大, 水腔内两相流速在增强, 两相之间产生剧烈的扰动相互作用也在增大, 增强了湍动能并提高了传热强度, 降低了气缸盖火力面鼻梁区的温度。此外, 随着进口速度的增加, 水腔内沸腾所产生的气泡更容易被流过此处的液体所带走, 气泡不会产生小范围聚集现象, 导致流动阻塞, 反之增强了此处液体的流动速度, 进一步提高了传热强度。由此可见, 如果在冷却水产生沸腾的过程中能够有效控制好冷却水的进口速度, 将会有利于降低气缸盖火力面的温度。

4.2.2 冷却水进口温度的影响

图6为由试验设计方法得到的火力面鼻梁区最高温度随冷却水进口温度的变化曲线。从图6可以看出, 火力面鼻梁区的最高温度值随着冷却水进口温度的增大先有所减小之后突然增大。这主要是因为随着进口温度的增加, 在相同的进口速度条件下, 水腔内沸腾所产生的气泡数量在增加, 即空泡份额在增加, 两相之间产生剧烈的扰动相互作用在减小, 降低了传热强度, 提高了气缸盖火力面鼻梁区的温度。此外, 随着气泡数量的增加, 水腔内沸腾所产生的气泡在相同的流速条件下不易被流过此处的液体所带走, 在水腔内部容易产生流动阻塞现象, 反之使得流过此处的液相速度进一步减小, 进一步降低传热强度。由此可见, 在冷却水产生沸腾的过程中能够有效地控制好冷却水的进口温度, 具有非常重要的意义。

4.2.3 气泡尺寸的影响

在应用欧拉多相流模型仿真计算气液两相流沸腾传热时, 离散相的气泡尺寸基本被看作常数, 而实际上气泡具有不同的形状和尺寸, 因此研究汽泡尺寸的大小对仿真计算结果影响显得至关重要。图7为由试验设计方法得到的火力面鼻梁区最高温度随气泡尺寸的变化曲线。从图7可以看出, 加热面的最高温度值随着气泡尺寸的增大而减小。随着气泡尺寸的增大, 鼻梁区液相的速度越来越小, 导致此处液相速度大小不同的原因很多, 其中最主要的原因是在相同流道尺寸下, 沸腾所产生的气泡尺寸越小越容易被流过此处的液体所带走, 不会产生流动阻塞现象, 反之当气泡尺寸较大时, 降低了此处液相的流动速度, 导致温度的升高。由此可见, 如果在冷却水产生沸腾的过程中能够有效地控制好沸腾产生的气泡的尺寸, 有利于降低火力面排气门鼻梁区的最高温度, 以降低此处的热负荷, 提高此处的热疲劳强度。

4.3 V形流道截面结构尺寸对最高温度的影响

为了详细讨论鼻梁区水腔结构参数W2和L2对沸腾传热能力的影响, 找出规律, 进而指导实际气缸盖鼻梁区水腔结构设计及优化, 本文中计算了鼻梁区截面结构尺寸参数W2和L2对鼻梁区最高温度的影响进行了响应分析。

4.3.1 L2对鼻梁区最高温度的影响

图8为V形流道加热面的最高温度值随V形截面结构尺寸L2的变化曲线。从图8可以看出, 火力面鼻梁区的最高温度值随着L2的增大而减小。随着L2的增加, 流通截面面积增加, 在相同的进口速度条件下, 水腔内质量流量在增加, 两相之间产生剧烈的扰动相互作用在增加, 增强了传热强度, 降低了鼻梁区的温度。此外, 随着流量的增加, 水腔内沸腾所产生的气泡更容易被流过此处的液体所带走, 使得流过此处的液相速度进一步增加, 增强了传热强度。由此可见, 在火力面排气门鼻梁区冷却水产生沸腾的过程中能够有效地控制好V形截面高度, 具有非常重要的意义。

4.3.2 W2对鼻梁区最高温度的影响

图9为火力面鼻梁区最高温度随鼻梁区截面结构尺寸W2的变化曲线。从图9可以看出, 火力面鼻梁区的最高温度值随着W2的增大呈先减小后增大的趋势。随着W2的增加, 在相同的进口速度条件下, 水腔内质量流量在增加, 两相之间产生剧烈的扰动相互作用在增加, 增强了传热强度, 进一步降低了火力面加热区的最高温度。

4.4 鼻梁区多学科优化设计

目前在开展气缸盖进行多学科优化设计方面, 尽管已具有较为完整的基本理论和计算方法, 但对于结构非常复杂的气缸盖的优化设计, 常局限在对气缸盖某个结构尺寸参数或某个具体结构截面形状的优化上, 没有出现同时对气缸盖所涉及到的多个学科进行多参数条件下的多学科优化设计, 因此本文中选择冷却水进口速度、温度和气泡尺寸等两相流动参数及气缸盖鼻梁区截面形状结构尺寸参数作为输入参数, 将鼻梁区的最高温度作为优化目标, 对气缸盖鼻梁区进行了多学科优化设计。

从图6和图9可以看出, 当两相流动参数及鼻梁区水腔结构尺寸等参数在所设置范围之内时, 冷却水进口温度及V形结构下部宽度存在最优值。因此, 将气缸盖排气门鼻梁区最高温度值作为优化目标, 对其进行目标驱动优化, 将冷却水进口速度、温度、气泡尺寸及鼻梁区截面结构尺寸参数L2和W2等作为输入参数, 得出了当冷却水进口速度为2.76m/s、进口温度为349.4K、气泡尺寸为1.38mm及鼻梁区结构参数L2和W2分别为34.92mm和21.60mm时可使鼻梁区最高温度值达到最小, 其最小值为493.86K。

5 结论

(1) 将缸盖鼻梁区截面结构简化为一个矩形加V形截面形状的冷却流道结构。采用气液两相流沸腾传热模型对该V形流道进行了沸腾传热仿真计算。计算结果表明:冷却水的进口速度、温度和沸腾时所产生的气泡尺寸大小及V形高度和下部宽度等参数对沸腾传热的影响不可忽略。

(2) 鼻梁区最高温度随冷却水进口速度、气泡尺寸、V形高度及下部宽度的增大而减小, 随冷却水进口温度的增大而增大;V形高度方向的变化对沸腾传热产生的影响比下部宽度方向的变化更明显, 冷却水进口速度的变化对沸腾传热产生的影响比进口温度的变化更明显。

(3) 为了解决高强化柴油机气缸盖鼻梁区严重的热负荷问题, 可以同时考虑适当地权衡两相流动参数及鼻梁区截面结构尺寸, 以降低鼻梁区的最高温度, 进而改善该处的热负荷状况。

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