汽泡生成狀態(tài)對沸騰傳熱影響的實驗研究

1、第10卷1期2002年3月應用基礎與工程科學學報V ol. 10,N o. 1M arch 2002JOURNA L OF BASIC SCIE NCE AND E NGI NEERI NG文章編號:100520930(2002 201200063205中圖分類號:TK124文獻標識碼:A汽泡生成狀態(tài)對沸騰傳熱影響的實驗研究周定偉1, 劉登瀛1, 馬重芳2(1. 中國科學院工程熱物理研究所, 北京100080;2. 北京工業(yè)大學環(huán)能學院, 北京100022摘要:就常規(guī)沸騰下的汽泡生成狀態(tài)對沸騰傳熱強弱的影響進行了實驗及機理研究. 結果表明:誘發(fā)傳熱表面上汽泡的成核可使沸騰換熱強化, 相反, 沸

2、騰傳熱減弱.關鍵詞:聲空化, 沸騰傳熱, 納米顆粒, 射流沖擊沸騰傳熱因具有高的換熱系數(shù)而受到廣大傳熱工作者的密切關注. 然而, 對沸騰傳熱開展研究往往是從傳熱表面狀況、液體溫度、液體流動速度1和外加場等對沸騰傳熱T sat 和/或的影響入手, 或建立一定的數(shù)學物理模型以計算沸騰換熱系數(shù). 前者以q 2h 2q 兩種形式給出實驗結果進而描述沸騰傳熱的宏觀現(xiàn)象, 而后者在大多數(shù)情形下只能將計算值與沸騰傳熱的宏觀實驗結果進行對比, 以圖揭示沸騰傳熱的內在機理. 因此, 上述兩種研究方法均是從宏觀的角度對沸騰傳熱展開研究的. 本文結合聲空化強化沸騰傳熱的機理首次從汽泡生成狀態(tài)入手對沸騰傳熱進行研究.

3、1實驗設備及實驗方法聲空化強化水平圓管外沸騰傳熱實驗系統(tǒng)及實驗件見注解. 聲空化是由超聲電子發(fā)生器和壓電超聲換能器聯(lián)機產生. 熱電偶布置如圖1所示. 8根熱電偶布置在3個橫截面A 、B 和C 上, 現(xiàn)定義T A 、T B 和T C 均為所處截面上熱電偶讀數(shù)修正值的算術平均值.實驗時, 先將超聲換能器末端插入丙酮液池20mm , 調節(jié)好空化強度, 然后慢慢增加實驗件的電流和電壓, 待系統(tǒng)穩(wěn)定后記錄實驗件和圖1熱電偶布置Fig. 1Schematic lay out of therm ocouple 收稿日期:2001207225; 修訂日期:2002201205基金項目:國家重點基礎研究發(fā)展規(guī)劃

4、項目(G 2000026305作者簡介:周定偉(1971 , 男, 博士后Y u J , M a C F , T ien S R , et al . E ffect of surface condition and fluid subcooling on incipient and developed nucleate boiling ofhighly 2wetting liquid. Accepted by Int J Heat M ass T rans fer周定偉, 劉登瀛, 馬重芳, 等. 聲空化場下水平圓管沸騰換熱的實驗研究A.見:過增元(編 . 中國工程熱物理學會第十屆年會論文集C

5、.青島:山東大學出版社,2000液體溫度及聲空化參數(shù)等值; 當溫度處于沸騰起始點附近時, 要緩慢增加實驗件功率, 以壁溫升高1為準, 以便觀察溫度過頭的現(xiàn)象, 直至進入充分發(fā)展的核態(tài)沸騰.熱流密度q ”=UI/S , S 為傳熱面積, U 和I 分別為通過實驗件的電壓和電流. q ”和T w (局部壁面溫度 的不確定度分別小于5. 5%和1%.射流沖擊實驗系統(tǒng)及實驗方法見文獻2.2實驗結果及討論2. 1誘發(fā)汽泡胚胎成核與沸騰傳熱強化2. 1. 1聲空化場聲空化場對沸騰傳熱的影響示于圖2. 當液體過冷度(T sub 和空化距離(L 一定, 無聲空化場時水平圓管B 截面周向各點處的沸騰曲線均出現(xiàn)了

6、沸騰滯后現(xiàn)象, 且溫度過頭值高達22. 3K; 當空化強度I =0. 3A 時, 溫度過頭消失, 水平圓管B 截面周向各點處核沸騰曲線均相應向左發(fā)生明顯移動, 但幅值不同. T 3, T 4, T 5和T 6分別代表了水平圓管圖2空化強度的影響Fig. 2Cavitation intensity effect 同一截面下、前、上和后四個點處的局部溫度, 由圖可見, 聲空化場的存在對各點溫度的影響不盡相同, 按影響強弱順序依次為:T 5, T 6, T 4和T 3. 這說明, 當空化汽泡束沖擊傳熱表面時, 正對著空化汽泡束的壁面溫度(T 5 最低, 而背對著的壁溫(T 3 最高, 管壁兩側處的溫

7、度居中. 它導致了同一熱流密度下因聲空化場存在而使壁面最高和最低溫度之差值增大, 即同一截面上局部換熱系數(shù)不均勻程度加劇 .圖3聲空化場對沸騰傳熱的影響Fig. 3In fluence of acoustic cavitation field on boiling heat trans fer上述結果的發(fā)生是因聲空化場存在所致. 無聲空化場時處于池沸騰換熱狀態(tài)下水平圓管上、下表面的局部換熱系數(shù)不一樣, 其換熱能力是上表面強于下表面. 這是因為, 雖然下表面因熱產生的浮力而使之溫度邊界層厚度減薄, 換熱系數(shù)有所提高. 但是, 下表面賴以散失熱量的載體2汽泡胚胎沿管壁上升:一方面在不斷與上表面產生

8、的汽泡胚胎合并長大后脫離傳熱表面并帶走大量的汽化潛熱, 另一方面, 它對上表面的熱邊界層具有擾動作用從而帶走一部分顯熱. 兩者共同作用的結果是顯著提高了水平圓管上表面的換熱系數(shù). 從配有38mm 廣角鏡頭、型號為K ODAK DC120數(shù)碼相機拍攝的照片來看(見圖3 , 無聲空化場下水平圓管沸騰時下表面不見有任何汽泡存在, 而當聲空化場存在時, 水平圓管上、下表面均存在大量空化汽泡. 正是因為這些空化汽泡的存在, 一方面給傳熱表面提供了大量的核化胚胎, 它誘發(fā)了傳熱表面上汽泡胚胎的核化使之提前起沸, 從而降低了傳熱表面的沸騰起始過熱度, 導致因工作液體潤濕能力強而產生的沸騰滯后現(xiàn)象消失; 另一

9、方面, 在水平圓管下表面上存在的空化汽泡激活了其上孔穴汽2液界面的活性, 對相間能量傳遞具有強化作用, 從而使參與沸騰傳熱實際表面積大大增加. 這就是聲空化強化沸騰傳熱的內在機理.2. 1. 2液體過冷度液體過冷度對沸騰換熱的影響是傳熱學界歷來就有爭議的問題之一. 圖4給出了水平圓管B 截面周向各點的池沸騰曲線隨液體過冷度的變化. 由圖可見, 隨著液體過冷度增加,B截面周向各點的核沸騰曲線均明顯向左相應移動, 即池沸騰傳熱受到強化, 相應地, 沸騰起始熱流密度增加, 然而, 沸騰起始壁面過熱度及溫度過頭值均降低. 這與圖4液體過冷度的影響射流沖擊下液體過冷度的影響一致2,4.Fig. 4Flu

10、id subcooling effect 但是, 液體過冷度增加對水平圓管同一截面上各點的傳熱強化效果不同, 如q ”=15152W/m 2時, T 3由109. 4降低至95. 4, 降幅為15, 而T 5由93. 6降低至77. 4, 降幅達16. 2.造成上述結果的原因是:隨著液體過冷度增加, 處于池沸騰傳熱狀態(tài)的水平圓管上、下表面的熱邊界層厚度均減薄, 這強化了對流傳熱; 同時, 液體的表面張力增加4, 而實驗時溶于工作液體中的非冷凝性氣體的活性卻降低, 兩者均有利于傳熱表面上賴以起沸的孔穴誘捕到殘余氣體, 換句話說, 傳熱壁面上孔穴捕捉氣體的能力增強, 捕捉到氣體的孔穴尺寸相應增大,

11、 因而, 壁面起沸過熱度降低2; 與此同時, 隨起沸孔穴尺寸增加而相應增加的成核汽泡將帶走更多的熱量, 即提高了沸騰換熱強度.2. 2抑制汽泡成核與沸騰傳熱減弱2. 2. 1工作液體中添加納米顆粒當聲空化場參數(shù)一定, 相同過冷度下有、無納米顆粒時水平圓管同一截面周向各點局部沸騰傳熱曲線如圖5所示. 右斜系指超聲換能器相對實驗件中點先向右移動60mm , 再水平向外橫向移動40mm (見圖1 . 由圖可見, 納米顆粒的存在抑制了沸騰滯后的發(fā)生, 且同一熱流密度時管壁上局部最高與最低溫度之差增加; 同時, 添加納米顆粒使得聲空化場對傳熱表面局部溫度的影響強弱發(fā)生了變化, 它體現(xiàn)在納米顆粒添加后T

12、6成為B 截面上最高溫度, 而不再是T 5.添加于工作液體中的納米顆粒因聲空化場的乳化作用而均勻分布. 分散于液體中的66應用基礎與工程科學學報V ol. 10納米顆粒阻礙了空化汽泡的生成和運動,又因重力的作用而無法附著于傳熱下表面上, 后者使得納米顆粒對T 3處的局部溫度影響很小, 而前者卻使聲空化場對該處的影響減弱, 兩者共同作用的結果導致了T 3處汽泡胚胎成核能力降低, 沸騰傳熱強度減弱, 即沸騰曲線向右移動; 對于上表面而言, 納米顆粒尺寸遠小于傳熱表面上用以起沸的核化孔穴尺寸2, 分散于工作液體中的納米顆粒在聲空化場作用圖5納米顆粒的影響下會進入傳熱表面孔穴內, 傳熱表面因納Fig.

13、 5Nanometer particle effect米顆粒的覆蓋而使其粗糙度降低, 此時,熱流密度只有增加到足以使比原來用以起沸的孔穴尺寸更小的孔穴活化, 傳熱表面才開始起沸, 即納米顆粒的添加抑制了傳熱表面孔穴內汽泡胚胎成核, 在相同實驗條件下傳熱表面無法以汽化潛熱的形式散失熱量而只能處于單相對流傳熱狀態(tài), 相應地, 沸騰起始壁面過熱度增加. 由文獻可知, 該處局部沸騰曲線將向右移動. 圖5的實驗數(shù)據(jù)表明T 5處的沸騰曲線確實是大幅度地移向右邊, 即沸騰換熱能力降低 .2. 2. 2圓形液體射流高速沖擊駐點圓形液體射流速度不超過10m/s 時, 相同過冷度下的池核沸騰和沖擊核沸騰曲線可以用

14、同一關聯(lián)式來表達5. 但是, 液體射流沖擊駐點的速度超過10m/s 后, 由圖6可見, 沖擊核沸騰曲線會明顯向右偏離相同過冷度下的池核沸騰曲線1,3. 周定偉和馬重芳1認為, 高速液體射流沖擊駐圖6高速射流沖擊沸騰曲線Fig. 6Jet impingement boiling curveswith high exit velocity 點時傳熱面上的液體飽和溫度受其上壓力分布的控制, 因液體在沖擊駐點后速度突然減小至零導致壓力上升, 從而使得工作液體飽和溫度上升, 并據(jù)此對沸騰曲線和液體過冷度進行了修正. 修正后的沖擊核沸騰曲線大幅度向左移動, 分別位于相同過冷度池核沸騰曲線的左邊.下面從汽泡

15、生成狀態(tài)的角度來分析沖擊核沸騰曲線向右移動的原因. 液體射流沖擊傳熱表面時, 因液體流動方向與傳熱面垂直導致熱邊界層非常薄, 這就是射流沖擊換熱能力非常高的緣故; 又因R113液體具有低的表面張力和低的潤濕角, 傳熱表面上較大尺寸的孔穴為液體所淹沒, 用以起沸的孔穴因捕捉不到氣體導致汽泡胚胎無法生成, 傳熱壁面只能以導熱和對流的形式散失熱量, 只有當熱流密度增加到一定值時, 傳熱壁面孔穴內的見第63頁腳注N o. 1周定偉等:汽泡生成狀態(tài)對沸騰傳熱影響的實驗研究67汽泡胚胎才會開始生成、長大并脫離, 沸騰因此開始; 由于汽泡的生成、長大及脫離均是在傳熱表面孔穴內進行的, 而射流沖擊速度的影響卻

16、無法到達孔穴內, 因此, 沸騰起始溫度與之無關. 但是, 當液體射流沖擊駐點的速度超過10m/s 后, 傳熱表面孔穴內生成的汽泡會被流動的冷液體擊破, 高速流動的液體帶走大量的顯熱, 汽泡成核卻帶走大量的汽化潛熱, 兩者均使換熱系數(shù)顯著提高, 此時汽泡雖成核卻不易長大, 且通過傳熱壁面的熱流密度很高時仍然維持較低的壁面過熱度. 隨著熱流密度的進一步增加, 傳熱壁面逐漸地從單相受迫對流傳熱過渡到充分發(fā)展的核沸騰傳熱. 液體射流沖擊對孔穴內汽泡成核的抑制作用隨著射流速度的增加而逐漸增強, 當速度高于10m/s 時, 壁面?zhèn)鳠峤K因此而導致沸騰曲線偏離相同過冷度下的池核沸騰曲線.3結論本文從傳熱表面上

17、汽泡生成狀態(tài)入手, 實驗及理論研究了聲空化場和液體過冷度對汽泡成核的誘發(fā)作用及納米顆粒和圓形液體高速沖擊駐點時的射流對汽泡成核的抑制作用與沸騰傳熱強弱的關系. 抑制傳熱表面上汽泡的成核會使沸騰換熱強度減弱, 相反, 沸騰傳熱則受到強化. 因此, 汽泡成核與否不僅表明了熱量是以何種形式散失的, 而且還決定了沸騰曲線的斜率和位置.參考文獻1周定偉, 馬重芳. 強潤濕性液體圓形浸沒射流沖擊核沸騰傳熱的實驗研究J.工程熱物理學報,2001, 23(增 :1091122周定偉, 馬重芳, 劉登瀛. 強潤濕性液體起沸狀態(tài)的實驗及理論研究J.應用基礎與工程科學學報,2001, 9(1 :163M a C F

18、 , Bergles A E. Jet im pingement nucleate boilingJ.Int J Heat &Mass T rans fer , 1986,29(3 :109511004T ong W , Bar 2C ohen A , Y ou S M. C ontact angle effects on boiling incipience of highly 2wetting liquidsJ.Int J Heat &MassT rans fer , 1990, 33(1 :911005周定偉, 馬重芳. 圓形液體浸沒射流沖擊核沸騰傳熱的實驗研究J, 自然科學進展. 2002, 12(1 :5660Experimental Study on the E ffect of Bubble G row thCondition on Boiling H eat T ransferZH OU Ding wei 1, LI U Dengying 1, M A Chong fang 2(1. Institu