流动传热（共7篇）
流动传热 篇1
当今, 越来越严重的世界能源危机有力的促进了传热强化技术的发展, 为了节能降耗, 减少工业成本, 加快工业的生产效率, 提高工业的经济产值, 开发适用于各行工业作业过程中所需要的高效能换热设备是极其有必要的。因为随着越来越明显的能源短缺问题, 可利用热源的温度越来越低, 热板允许的温差会逐渐变得更小, 这样一来对换热技术和换热器的性能要求也就更高了。板式换热器的基本发展趋势是提高换热器的传热效率、提高换热器的结构紧凑性、降低材料消耗, 增强换热器承受高温、高压、超低温以及耐腐蚀的能力, 保证换热器互换性及扩大容量的灵活性。
近些年, 板式换热器技术日渐成熟, 它的传热效率高、体积较小、重量轻、污垢系数低、拆卸方便、板片品种多样性且适用范围广, 在各行各业中得到广泛应用。炼油化工厂的生产中常常会产生出大量温度稍高的废水, 可应用板式换热器将废水中的热量回收;在纯碱厂中应用换热器代替喷淋冷凝器不仅能够减少投资成本, 而且还能够节约大额的水费和维修费;板式换热器在化学工业中, 可以用于加热、冷却、蒸发各种酸、碱、盐类化学品;在食品加工工业中, 可利用板式换热器对食品进行加热、冷却、杀菌等;板式换热器也可应用于供暖中, 如暖气就是依据板式换热器原理所生成一种简单的板式换热器;同理, 板式换热器也可用于制药工业中, 在药品加工过程中对药物进行加热、冷却、结晶以及杀菌等;板式换热器也可用于机械制造工业中对各种淬火液进行冷却, 还能够冷却压力机、工业母机润滑油, 还可以加热发动机用油;除此之外, 换热器在纺织工业、油脂工业、电力工业等等各行业也都发挥着至关重要的作用。
1对板式换热器传热与流动分析和研究
1.1板式换热器的工作原理及优越性
板式换热器的换热性能是依据热学定律:“热量能够自主的从温度高的物体传给温度相对较低的物体, 但是不能自主的从温度低的物体传递给温度相对较高的问题”, 热量在存在温差的两种物质之间进行热传递, 由于热传递板表面采用特定接触面结构设计, 使得板式换热器的热传递率在百分之九十五以上, 即使换热器中的液体的流速在雷诺准数值以下, 液体在板片之间做的运动也是空间性运动, 这种运动就能够加速液体的剧烈运动, 减少边界层对热量传递的阻碍, 增大热量传递效率。板式换热器由于其所特有的优越性因而被广泛应用。板式换热器具有传热系数高的特点, 其板片所特有的波纹结构能够使流体即使在小流速的换热器中产生急流, 从而使流体能够高效率传递热量。板式换热器的体积小使得它的占地范围也很小, 但是它的传热面积大, 因为换热器中的流体的剧烈运动使得换热器具有极强的传热能力。板式换热器的热量传递主要是通过换热器中的流体剧烈运动, 流体运动过程中就会对换热器内部造成冲洗, 因此板式换热器内部不易沉积污垢, 使得板式换热器具有一定的自我清洁功能。此外, 板式换热器质量轻便于安装而且价格低, 所以被广泛应用于各工业生产中。
1.2板式换热器的热传递与流体流动
板式换热器中流体间热传递的热量交换通常都是通过流体的对流方式交换热量或者改变流体形态方式交换热量以及通过换热器的板片导热来进行的。
1.2.1对流方式板式换热器中的对向流体交换热量方式是指导热介质都是液体的热量传递方式。对流换热的传热过程就是液体把热量传递给板片, 或者板片把热量传递给液体的热量传递过程, 这种热传递方式主要是通过液体的运动以及液体间热量传递来进行的, 因此这种热量传递方式的传热效率与液体的运动状况相关联。对流导热方式分为自然对流热传递和强制对流热传递两种方式, 自然对流热传递是依据液体间不同位置温度不同所产生的的温度差而使得液体间进行热量交换的热传递;强制对流换热是液体在机械外力对其做功的情况下所产生的流动时引起的热量传递, 通过泵的作用力下液体在板式换热器中流动时的热传递都属于强制对流换热。一般情况来说, 板式换热器中液体在外力作用下的流动流速都会大大超过流体自然流动时的流速, 所以强制换热方式的传热性能以及传热效率都会远远超出自然换热方式时的传热性能和传热效率。影响对流热传递的因素具有多样性的, 如换热期中液体的粘稠度、液体的密度、液体的导热性能等, 也与板式换热器中板片的大小、形状等有关。
1.2.2形态改变方式在对流热传递中液体蒸发所形成的蒸汽发生冷却凝结或者液体出现沸腾这种现象的过程, 通过改变液体形态来进行热传递的方式也被称为相变热传递。这种热传递方式分为凝结热传递和沸腾热传递。当变为蒸汽形态的液体和此环境下温度低于蒸汽的板片表面接触时, 蒸汽就会在板片上发生冷却凝结, 这时蒸汽就会释放自身热量而冷却成液体形态, 冷却形成液体则成为新的热传递介质。在这个热量传递过程中, 蒸汽的流动速度会对换热器的热量传递效率具有一定影响, 因为在蒸汽运动的过程中, 蒸汽与液体表面层之间会有一定的相互间作用力, 这种作用力在蒸汽和液体流动方向相同时, 会使液体表面的液膜逐渐变薄, 能够增强热传递效率。而当蒸汽与液体表面的流动方向相反时, 二者之间的作用力则会阻碍表面液体的流动, 这时就会阻碍液体间的相对流动速度;换热期中液体在受热温度达到一定高度的情况下会发生沸腾或者蒸发现象, 这种换热方式则称为沸点换热。这种换热方式的有两种沸腾换热方式, 一种是液体的核心温度小于同环境下的饱和温度所发生的换热, 还有一种是液体的核心温度与同环境下的饱和温度相同时发生的换热。
1.2.3边缘体导热在板式换热器的换热工作中, 板片和板片表面的污垢层所进行的热传递都属于导热。板片表面的污垢层传热效率较低, 传热能力比较弱, 所以板片表面的污垢层即便厚度极薄, 但污垢层的导热性能依旧很弱。而由于板式换热器中液体为了能够高效率热传递进行换热工作, 所以液体具有较高的流动速度, 这样就会对板片表面的污垢层进行冲刷, 这样不但能够减少污垢的聚集量, 又能够对换热器起到清洁作用, 所以板式换热器中垢层一般都比较薄, 换热器运行时的导热性能也比较好。
2结语
板式换热器具有高效节能、结构紧凑、容易清洗拆装方便、使用寿命长、适应性强且不串液等优点, 板式换热器作为一种高效紧凑式的换热器, 在其加热、冷却、凝结、蒸发和热传导过程中, 与管壳式换热器相比具有低廉价格和更高传热效率的优点, 因而得到了各个工业领域的广泛应用。板式换热器的应用不仅能够起到节能减耗的作用, 而且对工业生产能够降低成本, 增加工业生产经济效益, 对工业的生产经济具有促进作用。
参考文献
[1]李安军, 宫兵等.板式换热器板间流体流动与传热分析.《甘肃科技》, 2013年7月.
[2]赵晓文, 苏俊林.板式换热器的研究现状及发展.《冶金能源》, 2011年1月.
[3]孙昊.顺流与逆流板式换热器的性能分析.《广东化工》, 2014年09期.
[4]王安会, 孙茌平, 刘卫东, 李兰萍等.关于对板式换热器板间流体流动与传热的研究与探讨.《河北经济科技》, 2014年4月.
流动传热 篇2
关键词：内燃机,柴油机,冷却水腔,强制流动,过冷沸腾
0 概述
随着高强化柴油机体积不断缩小,功率密度不断提高,缸盖热负荷问题日显突出,对冷却系统要求越来越高,沸腾传热由于其高传热性能,在发动机冷却系统设计中受到越来越多的重视。在发动机冷却通道局部利用过冷沸腾,一方面可以适度减少冷却液流量及冷却水腔容积,提高其升功率;另一方面有利于减小受热零部件内温度梯度和热应力,提高其可靠性[1,2]。
文献[3]利用简单矩形管道进行了沸腾试验,不仅指出冷却水通道的直径是影响临界热通量的关键因素,而且指出在核沸腾区域毛坯铸件相比磨光的铝件能增加热流密度。文献[4]在矩形通道内进行了低流速(0.1~0.3m/s)条件下来流温度对过冷沸腾传热特性影响的试验研究。文献[5-6]采用数值方法对沸腾传热特性进行研究,并应用于实际发动机缸盖水腔计算。尽管科研人员在沸腾传热方面做了较为丰富的试验研究,但所研究的材料较为单一,基本采用高导热系数金属纯铜或铝合金作为加热块的材料[7,8],对于柴油机缸盖常用铸铁材料研究较少,且大多文献只关注低流速下流动沸腾传热性能。
本文中试验装置以高强化发动机缸盖材料蠕铁作为加热块材料,在矩形通道内开展了冷却液不同流动条件下沸腾传热特性的试验研究,为沸腾传热在高强化发动机冷却系统中的应用打下基础,为沸腾传热数学模型的提出提供了验证数据,同时通过可视化窗口对冷却水腔强制流动沸腾过程进行了观察。
1 冷却水腔内的流动沸腾
在高强化发动机冷却水腔内,存在着流动沸腾现象。如图1所示,冷却流体流经高温壁面(TW为壁面温度),与壁面进行对流换热,到B点时,流体进入沸腾阶段,此时主流区温度Tf低于液体饱和温度Ts,称为过冷沸腾起始点,BC段内,壁面产生气泡附着在壁面或脱离壁面后在下游运动中消灭,这时传热靠对流和沸腾共同作用,称为过冷沸腾区。经过C点后,主流温度达到了饱和温度,传热进入了饱和流动沸腾阶段。采用过冷沸腾可以缩小传热温差,减少冷却液循环流量,提高部件温度分布均匀性,一般在发动机设计时都会将水腔内的沸腾传热控制在过冷流动沸腾区,即冷却液温度控制在饱和温度以下。
2 试验装置及方案
本文中试验装置专门用于类似发动机通道内的冷却液过冷沸腾流动研究。图2 为试验台架示意图。冷却液循环回路系统主要由储液罐、循环水泵、试验段、散热器及测量控制装置等组成。
如图3所示,试验段通道设计成水平矩形通道,通道截面尺寸为26mm×14mm。为了更贴合实际,试验中加热块材料为蠕铁,嵌入试验段底板中,加热面尺寸为94mm×18mm,通过高频感应的方式集中给加热块底部进行加热,热电偶M代表距加热块顶面2mm处的两个热电偶,热电偶N代表距加热块顶面6mm出的三个热电偶,其中一侧由盖板内嵌石英玻璃组成可视化窗口,用来观察试验段的沸腾现象。
储气罐中为高压氮气,经过减压阀进入储液罐,通过控制进入储液罐中氮气量来控制储液罐中压力,并使试验段入口压力稳定在某个压力值。通过加热棒对储液罐中的冷却液加热,启动温控系统,调整冷却液温度。启动水泵,通过控制阀调整试验段中流量,从而来控制试验段中流速。在压力、主流温度和流速一定条件下,逐步增加高频感应器加热功率,使壁面温度达到目标值。
从加热块顶面传入冷却液的热流密度,由傅里叶导热定律可以计算,如式(1)所示。
式中,q为热流密度,W/m2;λ为加热块的热导率,本文取值为46.5W/(m·K);TN、TM分别为热电偶测得的M、N处平均温度;δ为M、N点之间距离,本文中取值为4mm。
通过热流密度,插值计算出加热块顶面的壁温TW,如式(2)所示。
式中,δMW为热电偶M到加热块顶面距离。
由加热块热流密度和顶面壁温来计算加热块顶面的局部传热系数h,如式(3)所示。
式中,Tf为主流温度。
本试验中使用水作为冷却液,主要考察冷却水流动参数(即流速、压力、主流温度)对沸腾传热特性的影响,可轮流固定两个参数,调整第三个参数,试验工况见表1。
3 试验结果及分析
3.1 沸腾传热特性
图4为冷却水在压力0.2MPa、温度95℃下不同流速对壁面热流密度影响状况。其中,Tsat为冷却水饱和温度。由图4可见,随着壁面过热度的升高,速度从0.347m/s至1.2m/s的五条热流密度曲线均呈斜率逐渐变大趋势,但各流速工况下仍存在较大的差异,随着壁面温度的继续增加其壁面换热量强度差异在不断缩小,直至壁面温度到达约210℃时,五条曲线趋于一致。分析其原因是,随着壁面过热度的升高,受热面传热方式逐渐从以对流换热为主转换为以沸腾换热为主。如图5所示,针对高强化柴油机代表性工况1m/s流速下与对流传热进行比较,壁温达到170℃以上(热流密度0.5MW/m2以上)时沸腾开始出现,曲线斜率开始升高,在壁温210℃时,换热效率比对流换热提高了40%以上。
随着主流体速度的不断升高,流速超过2m/s时,受热面处的热流密度曲线斜率也不断增大,曲线也基本趋于直线状,这是壁面过热度较低造成的,最高壁面温度不超过190℃。通过试验可以预测,当速度较高时,需过热度达到更高的水平才会产生沸腾现象,从而使得热流密度曲线斜率变大,最终随着壁面过热度升高而越来越接近低流速时热流密度曲线。倘若想要发生沸腾,其加热器功率和受热面的过热度还需更高的极限水平,已超出本试验装置承受范围,因此未能观察到高流速时沸腾现象。
图5为在不同流速条件下壁面当量传热系数随着壁面温度的变化趋势。从图5可以看出,通道内在未发生沸腾传热的前期,主要是以对流进行换热,流速越高换热能力越强,即传热系数越高,不同的流速状态传热系数也处于不同的水平,此时的传热系数不受壁面温度的变化而变化。当壁面温度升高超过当地饱和温度达到一定程度时,且流速较低时,沸腾传热将与对流换热同时进行,此时当量传热系数的斜率发生很大的变化,在换热形式方面来说已经发生本质的变化,换热方式正从单相对流向两相沸腾转变。
图6为试验工况保持试验段局部压力0.1MPa、流速1m/s工况下,不同主流温度对壁面换热特性影响。从图6可以看出,壁面温度小于150℃时,不同主流温度的换热特性曲线几乎处于平行状态,此时传热系数一致,主流温度越低,壁面热流密度越高,符合对流换热规律。当壁面温度大于150℃时,主流温度为95℃的换热曲线斜率最先开始升高,说明出现了沸腾现象。在壁面温度大于170℃时,主流温度为60℃的换热曲线斜率才开始升高,说明主流体温度越高(即过冷度越小),越容易发生沸腾现象。在壁面温度为180℃左右时,不同主流温度的换热曲线趋于一致。增加主流温度会降低冷却水过冷度,强化了沸腾传热效果,有利于提高冷却系统的温度及冷却系统温度分布的均匀性,有效降低受热部件热负荷水平。
图7为压力0.1MPa、流道速度1m/s工况下,不同主流温度下壁面当量传热系数随着壁面温度的变化趋势。从图7可以看出,在壁面温度较低时,不同入口温度条件下的当量传热系数基本一样,不存在较大的差异,同时随着壁面温度的增大当量传热系数基本保持不变。当壁面温度超过150℃时,壁面当量传热系数出现缓慢增加的趋势。同时,试验结果表现出入口温度越高,其当量传热系数越早出现增长,且此后的传热系数一直高于低入口温度的情况。
图8为在流道速度1m/s、主流温度95℃工况下,不同压力对换热特性的影响。从图8可以看出,在壁面温度小于160℃时,不同主流温度的换热特性曲线基本一致,热流密度随着壁面温度呈相同斜率直线变化,此阶段受热面的换热方式主要以单相对流为主,相同的速度且相同的换热温差下热流密度相同;在壁面温度大于160℃时,压力为0.1MPa的热流密度曲线斜率逐渐升高,最先出现上翘趋势,压力为0.15、0.2、0.25MPa的热流密度曲线斜率分别在壁面温度大于175℃、190℃及超过200℃时才开始升高,而在压力最低的热流密度曲线最先发生上翘曲线。这是因为,压力越低,饱和温度越低,而相同温度下过冷度越小,其沸腾发生对壁面温度要求越低,越容易发生沸腾现象。
图9为流道速度1m/s、主流温度95℃工况下,不同系统压力下壁面当量传热系数随着壁面温度的变化趋势。从图9可以看出,保持其他相同流动参数不变,尽管试验数据存在一定的误差及扭曲,但仍然可以明显地区分不同局部压力状态下的换热特性存在较大的差异。试验段局部压力的升高,在增加饱和温度的同时实际也增加了通道内冷却介质的过冷度,其势必弱化沸腾强度和提高沸腾发生的条件。
3.2 可视化结果
试验中采用高速摄像机记录了压力0.2MPa、主流温度95℃及流速1m/s下不同热流密度下的试验段流动沸腾图像,如图10所示。从图10可以看出,在热流密度为0.531MW/m2时(对应加热块顶面壁温约为175℃),气泡发生数量较少,气泡脱离、生长过程直径普遍较小,且气泡分布较为有序,可以清晰辨别单个气泡。随着热流密度变大,气泡数量逐渐增多,气泡生长、脱离频率逐渐增大,在热流密度为0.841MW/m2时(对应加热块顶面壁温约为200℃),气泡在壁面更多点上形成,气泡在脱离、上升过程受流动影响而明显变形,大量气泡之间存在着明显的相互作用,气泡对边界层流体扰动比较剧烈。受强制流动的影响,此状态下即使热流密度较高,也没有进入饱和沸腾区,大部分气泡仍然可以分辨出来。
4 结论
(1)流速对壁面换热状况较为敏感,对于单相对流换热而言,提高冷却介质流速可以强化壁面对流换热强度,但是存在沸腾换热的低流速工况同样能够达到高流速工况下对流换热效果。利用沸腾相变传热能够在不影响换热效果的同时降低冷却液循环流量,可以大幅度降低冷却体积和节约循环水泵损失。
(2)系统压力和主体温度对沸腾传热都存在不同程度的影响,降低压力和增加主流温度都会降低冷却液过冷度,进而强化沸腾传热效果。提高冷却系统的温度,有助于提高冷却系统及部件温度分布的均匀性,有效降低受热部件热负荷水平。
(3)在过冷沸腾区,气泡直径增大、生长频率升高及气泡之间相互作用都会使气泡对边界层流体扰动增强,从而提升换热效率。
参考文献
[1]董非,郭晨海,范秦寅,等.发动机冷却水腔沸腾传热的模拟研究[J].内燃机工程,2011,32(4):76-82.图10不同热流密度下沸腾图像DONG F,GUO C H,FAN Q Y,et al.Simulation on boiling heat transfer in cooling water jacket of engine[J].Chinese Internal Combustion Engine Engineering,2011,32(4):76-82.
[2]李智.天然气发动机气缸盖热负荷及冷却水腔内沸腾传热研究[D].武汉:华中科技大学,2012.
[3]CACMPBELL N A F,HAWLEY J G,ROBINSON K.Pridictions for nucleate boiling-results from a thermal bench marking exercise under low flow conditions[C]//SAE Paper.Detroit,Michigan,USA,2002,2002-01-1028.
[4]刘永,李国祥,付松,等.一种适用于缸盖水腔沸腾传热计算的模型[J].内燃机学报,2008.26(1):76-82.LIU Y,LI G X,FU S,et al.A new single phase boiling model for heat transfer calculation of cooling water-jacket in cylinder head[J].Transactions of CSICE,2008,26(1):76-82.
[5]PUNEKAR H,DAS S.Numerical simulation of subcooled nucleate boiling in cooling jacket of IC engine[C]//SAE Paper.Detroit,Michigan,USA,2013,2013-01-1651.
[6]TORREGROSA A J,BROATCH A,OLMEDA P,et al.Experiments on subcooled flow boiling in I.C.engine-like conditions at low flow velocities[J].Experimental Thermal and Fluid Science,2014(52):347-354.
[7]LEE H S.Heat transfer predictions using the chen correlation on subcooled flow boiling in a standard IC engine[C]//SAE Paper.Detroit,Michigan,USA,2009,2009-01-1530.
流动传热 篇3
随着集成电路中晶体管密度的急速增大, 影响电子器件工作可靠性和稳定性的热问题已日益突出, 电子冷却问题已经成为研究热点。凹槽微通道具有较好的强化换热特性, 它在电子器件冷却方面的应用研究已得到开展[1,2]。此外, 传统换热工质如水等的热导率都较低, 这是影响高热流密度电子冷却的主要因素, 提高工质热导率成为Choi[3]提出纳米流体的概念。纳米流体是一种将固体纳米粒子分散到基液中形成的胶状混合物。分散的固体粒子热导率远高于液体的热导率, 尤其与液体形成的纳米流体具有较高的热导率。因此, 以纳米流体为工质的凹槽微通道在高热流密度和大功率散热冷却领域具有广泛的应用前景。
国内外学者分别针对纳米流体[4,5]和凹槽微通道[6,7]的传热和流动开展了研究工作。然而, 以纳米流体为工质的凹槽微通道强化换热的机理和影响因素还有待于进一步分析。本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的强化传热特性进行了分析。比较了不同体积分数的铜-水纳米流体在深宽比分别为0.3和0.5的凹槽微通道中的温度、速度, 以及传热系数和流体输运动力因子。凹槽强化了微通道对流传热, 与平板型微通道相比, 铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道呈现出不同的传热特性。
1 物理和数学模型
强化换热的微通道为管内直径在10~200μm之间, 且内壁具有几何形状的微小尺度的通道。与矩形凹槽相比, 流体通过圆弧型凹槽微通道时具有相对较好的流动特性。在基液中加入微尺度纳米粒子形成的纳米流体能稳定悬浮于基液中, 并随基液一起流动。纳米流体属于固-液两相流, 流体相为连续相, 纳米粒子为离散相。由于纳米粒子粒径较小, 所以当其体积分数低于5%时, 可将纳米流体视为单相流体[8]。铜具有较大的热导率, 因此本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的传热与流动特性进行研究。
1.1 物理模型
如图1所示, 由铜制作的微通道的流道宽为100μm, 长为500μm, 铜基座高为100μm, 单个凹槽的宽度为50μm;微通道壁均匀分布5个圆弧型凹槽, 铜-水纳米流体自左向右流过凹槽微通道。L为微通道长度, B为微通道固体壁面厚度, d为凹槽深度, W为凹槽宽度。凹槽深度与宽度比值α为, 微通道底部电子器件的热流密度为Q。
1.2 数学模型
微通道尺寸较小, 采用二维N-S方程对铜-水纳米流体通过圆弧型凹槽微通道的传热与流动过程进行数值分析。微通道固体壁面没有流体流动, 单纯讨论其导热问题。
连续性方程:
动量方程:
能量方程:
式中, x、y分别为水平方向坐标和竖直方向坐标;u、v分别为沿水平方向速度和沿竖直方向速度;ρ、μ、c、k、T分别为密度、动力黏度、定压热容、热导率和温度。
1.3 边界条件和纳米流体热物性
将铜-水纳米流体通过圆弧型凹槽微通道的传热与流动过程视为稳态过程, 其边界条件和纳米流体热物性如下:
(1) 圆弧型凹槽微通道入口。铜-水纳米流体速度u=uin, 温度为300 K。
(3) 圆弧型凹槽微通道底部固体壁面为恒定热流, Q=5×105W/m2。圆弧型凹槽微通道材质为铜, 流体工质是基液为液态水、体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体。比较凹槽深宽比α分别为0.3和0.5的圆弧型凹槽微通道的传热与流动特性。其中凹槽微通道流体输运泵功
式中, 分别为凹槽微通道流体体积流量和微通道进出口压差。
凹槽微通道对流传热系数
式中, Tw、Tf分别为凹槽微通道内壁面温度和流体温度。
(4) 纳米流体热物性[9]。纳米流体的密度
纳米流体黏度
纳米流体热导率由下式获得:
纳米流体热容由下式获得
式中, φ为纳米流体体积分数;ρp、ρf分别为纳米粒子密度和纳米流体基液密度;μf为纳米流体基液黏度;knf、kp、kf分别为纳米流体热导率、纳米固体材料热导率和纳米流体基液热导率;cnf、cp、cf分别为纳米流体定压热容、纳米粒子定压热容和纳米基液定压热容。
2 数值计算与结果讨论
采用有限差分法, 应用计算流体动力软件Fluent6.3对铜-水纳米流体通过圆弧型凹槽微通道时的传热与流动状况进行数值计算, 计算区域网格采用500 mm×100 mm的网格。
2.1 数值计算的实验对照
针对铜-水纳米流体在一根长0.8 m、外径14 mm、壁厚2 mm的紫铜管小通道的流动过程, 李强等[10]测量了不同粒子体积分数的铜-水纳米流体在层流与湍流状态下的微细管内对流传热系数。针对与此实验相同的对象和条件, 本文采用数值分析方法得出的铜-水纳米流体对流传热系数随流速的变化规律与文献[10]给出的规律是一致的, 并且各数据点的误差在5%以下, 如图2所示。由此说明本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中传热与流动状况所采取的数值分析方法是可行的。
2.2 圆弧型凹槽微通道温度和流体速度
选取沿圆弧型凹槽微通道水平中心的流体速度和温度, 以及凹槽微通道固体内壁面温度进行数值计算, 结果如图3所示 (凹槽深宽比α=0.3) 。
由图3可见, 微通道中凹槽流通截面增大和平直处截面减小的交替变化, 使流速沿着圆弧型凹槽微通道流动方向呈波浪形变化。在相同的入口流量下, 铜-水纳米流体在微通道的流速比纯水 (φ=0) 在微通道的流速小, 并随纳米粒子体积分数升高和凹槽截面的增大而降低。流体黏性和较小的流通截面使得微通道中心和管壁存在较大的速度梯度, 因此, 与进口流速相比, 微通道水平中心线处的流速相对较高。
比较图3和图4可见, 与凹槽深宽比为0.3相比, 深宽比为0.5的圆弧型凹槽流通截面增大, 使得基液纯水 (φ=0) 在凹槽微通道的流速减小, 与体积分数为1%铜-水纳米流体在微通道的流速相近。与基液纯水 (φ=0) 相比, 铜-水纳米流体密度和黏度的增大, 减弱了微通道截面积的变化对流速的影响, 体积分数为4%的铜-水纳米流体在凹槽深宽比分别为0.3和0.5的圆弧型凹槽微通道中流速相近。
由图5可见, 通道外壁面存在恒定的热流密度时, 由于流体的冷却作用, 微通道固体壁面温度Tw和流体温度Tnf沿流动方向逐渐升高。以纯水 (φ=0) 与体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体为工质的微通道的壁面温度和流体温度随纳米粒子体积分数的增大而降低, 在本文所研究的深宽比为0.3的圆弧型凹槽微通道和工作条件下, 以纯水 (φ=0) 与体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体为工质的微通道出口处内壁面温度分别为312.99 K、312.45 K和311.24 K;与固体壁面相比, 流体的温度相对较低。由于纳米粒子的添加, 增大了铜-水纳米流体的热容量, 使纳米流体能传递更多的热流密度。与纯液体相比, 铜-水纳米流体具有显著降低微通道壁面温度和流体工质温度的作用。
由图6可见, 与凹槽深宽比为0.3相比, 深宽比为0.5的圆弧型凹槽微通道壁面温度Tw和纳米流体温度Tnf相对较低。在本文所研究的深宽比为0.5的圆弧型凹槽微通道和工作条件下, 以纯水 (φ=0) 与体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体为工质的微通道出口壁面温度分别为311.92 K、311.48 K和310.44 K, 与深宽比为0.3的凹槽微通道壁面温度相比, 存在约1 K的温降。凹槽深宽比的增大, 增加了流道的换热面积, 从而增大了换热量。
2.3 凹槽深宽比对纳米流体速度和传热系数的影响
图7为不同深宽比的单个凹槽内传热系数曲线, 由图7可知, 有凹槽的微通道其进出口的传热系数高于无凹槽的平板其进出口的传热系数, 且在凹槽的出口处, 与凹槽深宽比为0.3相比, 深宽比为0.5的微通道的传热系数相对较高。这是因为流体对凹槽后缘的冲击, 以及后缘的尖端对流动的扰动都加强了此处的换热。凹槽底部的传热系数比平板型微通道的换热系数小。由图8c速度分布等高线可知, 在凹槽底部的速度较小使得流体的温度较高, 传热系数较小。
图8显示流体在单个凹槽内壁面处对流传热系数。受流通截面增大的影响, 微通道凹槽处流速降低, 使流体在此处的对流换热系数减小, 与无凹槽平板型微通道相比, 凹槽深宽比为0.3和0.5的圆弧型凹槽微通道内沿壁面处流体的流速相对较低, 从而其对流传热系数相对较小, 并随深宽比增大而减小。由图8c可见, 流经圆弧型凹槽时, 流体在凹槽内上游区域形成一层流速相对较小的流体层, 增大了传热热阻, 流体的对流传热系数相对较小;随着凹槽内流速由上游区至下游区逐渐增大, 流体的对流传热系数也逐步增大。
由图8可见, 流经无凹槽平板型微通道和凹槽深宽比为0.3的微通道的流体对流传热系数随铜-水纳米流体体积分数及流体速度分布的增大而增大。流经深宽比为0.5的凹槽微通道时, 与基液纯水相比, 体积分数为4%的铜-水纳米流体的对流传热系数相对较小。分别流经深宽比为0.3和0.5的凹槽微通道时, 体积分数为1%的铜-水纳米流体的对流传热系数都高于基液纯水流体的对流传热系数。
与基液纯水相比, 铜-水纳米流体具有相对较大的热导率、密度和流体黏度, 其中热导率的增大有利于流体传热能力增强, 而密度和黏度的升高会影响流体的流动性能, 从而影响其强化传热特性。在均匀流动 (如流经无凹槽平板型微通道流体) 以及涡旋运动相对较弱时 (如流经凹槽深宽比为0.3的凹槽微通道的流体) , 铜-水纳米流体热导率增大为影响传热能力的主要因素;随着凹槽涡旋运动的增大 (如流经凹槽深宽比为0.5的凹槽微通道的流体) , 铜-水纳米流体密度和黏度的升高成为影响传热能力的主要因素, 并存在一个优化的浓度范围。在流经凹槽深宽比为0.3和0.5的凹槽微通道时, 体积分数为1%的铜-水纳米流体热导率增大是影响流体传热系数的主要因素。
2.4 凹槽微通道中纳米流体输运动力因子
凹槽微通道中纳米流体输运动力因子是影响其应用的重要因素。由图9可见, 在同样流体输运泵功下, 随着铜-水纳米流体体积分数的升高和凹槽深宽比的增大, 凹槽微通道壁面温度Tw降低;流经凹槽微通道流体压降增幅较小。对于同一体积分数的铜-水纳米流体, 流体输运泵功增大, 凹槽微通道外壁面温度降低;与深宽比为0.3的凹槽微通道相比, 深宽比为0.5的凹槽微通道壁面温度较低。输运流体动力即泵功增强, 凹槽微通道流速增大, 微通道对流换热增强, 同时, 微通道流量增大, 相对较多的热量被迁移;凹槽深宽比的增大, 使得凹槽微通道传热面积增大;在一定范围内, 体积分数较高的铜-水纳米流体具有相对较高的热导率, 有利于微通道内的强化传热。此外, 由图9可见, 铜-水纳米流体流经凹槽微通道的压降随流体输运泵功增大而升高。铜-水纳米流体体积分数对流经凹槽微通道的流体阻力和输运动力影响较小。
3 结论
本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的传热与流动进行了分析。数值分析结果表明:纳米流体浓度、流体输运动力因子和凹槽深宽比对凹槽强化微通道传热影响较大。
(1) 铜-水纳米流体在微通道的流速比纯水 (φ=0%) 在微通道的流速低, 并随纳米粒子体积分数升高和凹槽截面的增大而降低。与基液纯水相比, 铜-水纳米流体具有较高的热导率和热容量, 能迁移相对较多的热流密度, 因此, 纳米流体具有显著降低微通道壁面温度和流体工质的温度的作用。
(2) 与无凹槽平板型微通道相比, 微通道圆弧型凹槽内壁面处流体的流速相对较低, 对流传热系数相对较小, 并随凹槽深宽比的增大而下降。凹槽内流体的对流传热系数由凹槽上游区至下游区逐渐增大。受凹槽深宽比和纳米流体流速影响, 在强化圆弧型凹槽微通道传热中, 纳米流体存在一个优化的浓度范围。
(3) 在同样流体输运泵功下, 随着铜-水纳米流体体积分数、凹槽深宽比以及输运流体泵功的增大, 凹槽微通道壁面温度降低。铜-水纳米流体流经凹槽微通道压降随流体输运泵功增大而升高。铜-水纳米流体体积分数和凹槽深宽比对流经凹槽微通道的流体阻力和输运动力影响较小。
摘要：对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的传热与流动特性进行了分析。比较了不同体积分数的铜-水纳米流体在深宽比分别为0.3和0.5的凹槽微通道中的温度和速度分布, 分析了体积分数和凹槽深宽比对凹槽微通道中铜-水纳米流体的传热系数和流体输运动力因子的影响。凹槽强化了微通道对流传热, 与平板型微通道相比, 铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通通内呈现出不同的传热特性。纳米流体体积分数、流体输运动力因子和凹槽深宽比对凹槽强化微通道传热影响较大。分析结果与已有的实验结果符合较好。
关键词：凹槽微通道,传热,铜-水纳米流体,输运动力因子
参考文献
[1]Solovitz S A, Conder T E.Flow and Thermal Investigation of a Groove-enhanced Minichannel Application[J].Journal of Thermal Science and Engineering Applications, 2010, 2 (1) :011008.
[2]Liu Y, Cui J, Jiang Y X, et al.A Numerical Study on Heat Transfer Performance of Microchannels with Different Surface Microstructures[J].Applied Thermal Engineering, 2011, 31 (5) :921-931.
[3]Choi S U S.Enhancing Thermal Conductivity of Fluids with Nano-particles[J].Developments and Applications of Non-newtonian Flows, 1995, 231 (66) :99-103.
[4]凌智勇, 朱爱军.层流状态下纳米流体的对流换热特性[J].功能材料, 2010, 41 (6) :948-951.Ling Zhiyong, Zhu Aijun.The Convective Heat Transfer Characteristics of Nanofluids under the Laminar Flow Conditions[J].Journal of Functional Materials, 2010, 41 (6) :948-951.
[5]Do K H, Jang S P.Effect of Nanofluids on the Thermal Performance of a Flat Micro Heat Pipe with a Rectangular Grooved Wick[J].International Journal of Heat and Mass Transfer, 2010, 53 (9/10) :2183-2192.
[6]杨卫卫, 何雅玲.凹槽通道中脉动流动传质的数值研究[J].西安交通大学学报, 2004, 389 (11) :1119-1122.Yang Weiwei, He Yaling.Numeical Study on Enhangcing Mass Transfer in Grooved Channel by Pulsating Flow[J].Journal of Xi’an Jiaotong University, 2004, 38 (11) :1120-1122.
[7]Andrew F, Ramesh N, Chandratilleke T T.Laminar Convective Heat Transfer in a Microchannel with Internal Longitudinal Fins[J].International Journal of Thermal Sciences, 2009, 48 (10) :1908-1913.
[8]Namburu P K, Das D K, Tanguturi K M, et al.Numerical Study of Turbulent Flow and Heat Transfer Characteristics of Nanofluids Considering Variable Properties[J].International Journal of Thermal Sciences, 2009, 48 (2) :290-302.
[9]李强, 宣益民.纳米流体能量传递理论与应用[M].北京:科学出版社, 2010.
流动传热 篇4
关键词：井筒重力热管,传热特性,热管高度,数值模拟
在油田的稠油井、高凝油井及高含蜡油井中,将加热等设备放置于抽油杆内,以改善井筒原油的流动性,是目前采取的主要措施。近年来,一种新的油井加热方式即抽油杆热管加热法受到了关注。其基本原理是将抽油杆做成热管,利用热管内介质的相变传热原理,将油井下部具有较高温度的原油的热量传至油管上部,用以提高油井中上部原油的温度,降低原油的黏度,防止原油析蜡,从而保证油井的正常运行。
尽管重力热管已获得了日益广泛的应用,但由于其内部复杂的流动传热情况,迄今为止,人们对这种传热装置的认识还不够完善。特别是对重力热管内部流动还鲜有研究,重力热管内为汽液两相流动,流动中的工质会经历复杂的汽液两相转换过程,涉及到两相流动和沸腾冷凝等多种流动和传热机理,是一个复杂的传热系统。数值模拟是研究热管传热性能和内部工质的流动过程的一种重要的方法,为热管的各种运行工况提供较为可靠的预测,为热管的设计和应用提供依据。由此,对重力热管流动与传热性能进行数值模拟是非常有必要的。
1计算模型
对井筒重力热管的工作区作如图1所示的分区:分为蒸发段、冷凝段、液池,由于井筒重力热管很长,绝热段很短,所以绝热段忽略不计。热管内部的冷凝液膜和热管的内径比起来很薄,因此研究热管内部的凝结换热可以简化成研究大平板表面的凝结换热处理,只考虑竖直方向传热,其它方向不考虑。
模型做如下假设:(1)凝结液膜和蒸汽的热物性为常量;(2)蒸汽和液体是稳态的一维牛顿流动,忽略蒸汽的压缩性;(3)蒸汽温度和液池温度均为饱和温度,汽液界面无温差;(4)液膜内温度线性分布,液膜内的换热方式仅考虑导热,忽略对流。同时忽略其轴向导热和黏性扩散;(5)液膜表面平滑,没有波动;(6)忽略不凝结气体的影响。
整个热管的质量是液池内液体、液膜及蒸汽的质量总和,在运行过程中保持不变,
即:
M=Mc+Me+Mp(1)
Mc—冷凝段内工质质量,Me—蒸发段内工质质量,Mp—液池内工质质量。
整个热管的总能量平衡是指蒸发段输入的热量等于冷凝段放出的热量,能量平衡方程如式(2)。
hc(Ts-Twc)=he(Twe-Ts)+hep(Twep-Ts)(2)Ts—蒸汽饱和温度,℃;Twc—冷凝段壁温,℃;Twe—蒸发段壁温,℃;Twep—液池壁温,℃;hc—冷凝换热系数,W/(m2·K);he—蒸发段液膜部分换热系数,W/(m2·K);hep—蒸发段液池换热系数,W/(m2·K)。
1.1 冷凝段计算模型
(1) 质量守恒方程:
(2)液膜动量方程:
式(4)中:p—压强,Pa;g—重力加速度,m/s2;τ—剪切力,N/m2。
(3) 液膜能量方程:根据模型建立基础的假设可知,凝结液膜内的温度分布为线性分布,对流传热可以忽略,只考虑导热,于是有能量方程:
Tl—液膜的温度,℃。
边界条件:y=0,Tl=Tw;y=δ,Tl=Ts。
其中,Tw—热管内壁温,℃。
冷凝段冷却是由于加热井筒内的原油所致,所以壁温如下计算。根据液体横掠单管换热系数计算公式:
hf=λfNuf/(2Ro) (6)
式(6)中,λf—流体导热系数,W/(m2·K);Ro—热管外径,m。
壁温表达式:
式(7)中,δ—液膜厚度,m。
(4)能量平衡方程:在任意水平截面上,取高度为dx的单位宽度的液膜控制体,对该控制体进行能量平衡分析如图2。
式(8)中:
1.2 蒸发段计算模型
蒸发段液膜与冷凝段液膜相似,其质量守恒方程、液膜动量方程和液膜能量方程如方程(3)、式(4)和式(5)。
蒸发段能量平衡方程为:
热管稳态运行时,汽液相质量平衡,对于冷凝段即在同一截面上液膜质量流量的增加量与蒸汽质量流量的减少量相等。因为液膜内为纯导热,则有
2 模拟计算结果与分析
模拟对象选为井筒重力热管,重力热管参数如表1。热管运行压力为:2.034 MPa,地面温度为20 ℃,地层温度梯度为3 ℃/100 m。
图3表示热管冷凝段液膜厚度随热管长度的分布,从图3中可以看出,液膜很薄,热管冷凝段液膜厚度随着热管深度的增加而逐渐增厚,在冷凝段末端即与蒸发段相接处达到最大厚度为0.256 3 mm,相对热管内半径13 mm而言是相当小的。液膜厚度增长速度则随着热管深度的增加而逐渐减缓,在(0～150) m段增长速度较快,在这段区间液膜厚度由0 mm增长到0.195 9 mm,而在150 m～600 m段增长速度较慢,由0.195 9 mm增长至0.256 3 mm,这是由于随着高度的增加,地层温度逐渐增加,热管内外温差增大,热流密度增加,因而液膜厚度会逐渐增加,但是蒸汽流速较快,会携带液滴向上运动,因而随着高度的增加,液膜厚度增加速度会逐渐减小。
图4表示蒸发段液膜厚度随热管高度的变化。由图4可以看出,蒸发段液膜很薄,而且液膜厚度随着热管深度的增加而逐渐变薄,与冷凝段液膜厚度的变化趋势相反。随着热管深度的增加由绝热段末端处的最大厚度0.256 3 mm,逐渐递减,到液面处降至0.085 3 mm。液膜厚度变化幅度较冷凝段液膜厚度增厚的幅度较小,液膜厚度变化速度也较为缓慢,是由于热管管壁内外温差较小,并且蒸汽流速较快,对液膜的冲刷作用较大,因而会有大量的液滴被蒸汽携带向上运动,所以液膜会逐渐变薄,并且变化速度会逐渐加快。
图5表示热管冷凝段蒸汽平均流速与汽液界面处液膜流速分布。由图5可知蒸汽平均流速远大于汽液界面处液膜流速,蒸汽自蒸发段向上流向冷凝段,流速逐渐由冷凝段底部的9.672 m/s递减至冷凝段顶部停止,这是由于在冷凝段热管不断向外散热,蒸汽不断冷凝形成液滴,蒸汽量不断减少,因而速度逐渐减慢。液膜自冷凝段顶部向下流向蒸发段,流速逐渐增加,接近到冷凝段底部时,流速最大达到增至0.266 m/s,随后流速缓慢减小,这是由于液膜的流动是由重力和蒸汽向上的携带力造成的,在冷凝段顶部重力起主要作用,所以液膜向下流动速度逐渐加快,在冷凝段下端,由于蒸汽速度过快,向上的携带力加大,因此液膜流速减小。
图6表示热管蒸发段蒸汽平均流速与汽液界面处液膜流速随热管高度分布。由图可知蒸汽平均流速远大于汽液界面处液膜流速,蒸汽自液池向上流向冷凝段,流速逐渐由液面处的6.352 m/s递增至9.672 m/s(在蒸发段与冷凝段相接处得到),这是由于自液池向上蒸汽不断吸收热量,流量逐渐增加,因而速度不断增大。液膜自冷凝段顶部向下流向蒸发段,流速逐渐降低,在蒸发段与冷凝段相接处液膜流速为0.255 m/s,到液面处降至0.207 m/s,这是由于在蒸发段蒸汽的携带力对液膜的作用要大于重力对液膜的作用。
图7表示冷凝段局部换热系数随热管高度变化曲线图,由图可知自冷凝段顶部向下,随着热管深度的增加,冷凝段局部换热系数逐渐减小,与液膜厚度逐渐增加的趋势正好相反。在冷凝段顶部,局部换热系数高达21 563.22 W/(m 2·K),但很快在距顶端100 m处就降至9 342.31 W/(m 2·K),然后缓慢减少至冷凝段底端的6 990.25 W/(m 2·K),局部换热系数的变化主要是由液膜的厚度和蒸汽流动的影响,随着热管高度的增加液膜厚度逐渐增加,因而传热系数逐渐减小。
图8热管蒸发段局部换热系数随热管高度的变化。自蒸发段顶部向下,随着热管深度的增加,蒸发段局部换热系数逐渐增大,与蒸发段液膜厚度逐渐增加的趋势正好相反。在蒸发段顶部,局部换热系数为6 990.25 W/(m 2· K),然后缓慢增加至液面处达到8 150.25 W/(m 2·K),与冷凝段相比蒸发段的换热系数变化幅度较小,在冷凝段的开始部分,换热系数的变化比较快,这是因为流速和液膜的快速变化引起的,热管的换热由两部分组成,一是液膜的导热,二是蒸汽流动的对流换热,液膜和蒸汽流速的变化直接影响到热管的换热系数的变化。
3 结论
本文建立了一个重力热管传热数学模型,对井筒内重力热管的传热特性进行了数值模拟,并对模拟结果进行了分析,得出了重力热管的流动和传热特性。液膜厚度在冷凝段随着热管的高度增加而增大,在蒸发段随着热管高度的增加而减少。蒸汽流速在冷凝段随着热管高度的增加而减小,但是液膜的流速是先增加后减少;在蒸发段蒸汽和液膜的流速会随着热管高度的增加较少。换热系数在冷凝段会随着热管高度的增加而减小;在蒸发段会随着高度的增加而增加。
参考文献
[1] Tanaka O,Koshino H.Heat extraction from the ground in a volcaniczone using copper water heat pipes-experiment and analysis.Experi-mental Thermal and Fluid Science,1995;11(1):72—76
[2] Chen M M,Faghri A.An analysis of the vapor flow and heat conduc-tion through the liquid wick and heat pipe wall in a heat pipe withsingle and multiple heat sources.Int J Heat Mass Transfer,1990;33(9):1945—1955
[3] Cao Y,Faghri A.A transient two-dimensional compressible analysisof high temperature heat pipes with a pulsed heat input.Numer HeatTransfer,1990;18:483—502
[4] Khrustalev D,Faghri A.Thermal analysis of a micro heat pipe.HeatTransfer,1994;116:189—198
[5]庄骏,张红.热管技术及其工程应用.北京:化学工业出版社,2000
[6]王义春,张建军,王瑞君,等.地热能自平衡加热采油过程数值模拟.北京理工大学学报,2005;25(1):1—4
汽车管芯式散热器传热与流动分析 篇5
随着我国大型矿山的建设开发,重型车辆和工程机械的使用日益增多,20世纪80年代以来,国家又陆续引进了数种重型矿用汽车。在一些重型矿用汽车散热器中采用了一种新型的管芯式结构,其防振和抗冲击能力良好,但进口价格昂贵, 在使用和维修方面还存在一些问题,特别是散热管与水箱主板的联接工艺比较复杂,也不够合理,容易发生泄漏,所以对于管芯式散热器的进一步深入研究就显得非常必要。国外对管芯式散热器的研究是美国L & M散热器联合公司于上世纪八十年代才开始并在康明斯重型矿用汽车上装用,文献[2] 介绍了这种新型散热器的设计、计算,文献[1] 提出了一种管芯式散热器的设计方案,但对于管芯式散热器热力性能的研究,国内外相关报道较少。基于以上原因,本文分析了管芯式散热器的传热与流动性能,为进一步研究应用管芯式散热器提供了重要依据。
1管芯式散热器的结构特点
大型矿用汽车散热器在南方运行时普遍出现开锅现象,在北方矿山运行时会出现严重泄露问题,而管芯式散热器的结构特点很好地解决了以上问题,在矿用汽车上得到了广泛的应用。这种散热器芯子的结构主要具有以下特点:
(1)散热元件可单件制造和组装,既大大简化了生产工艺,降低了制造难度, 又提高了生产效率,品质也易保证。出现故障时,在现场不拆卸散热器的情况下, 即可进行单管更换。
(2)散热元件用模压橡胶件支承于主片上,能起到弹性联接的作用,有效地降低了振动对散热元件的影响,改善了散热元件和主片的受力情况。
(3)可以采用中箱结构,散热器总成刚度得以提高。
(4)主片可用薄板,减重且节省金属。
(5)散热元件及橡胶密封件可单个拆卸、更换,维修保养方便。
2管芯式散热器的传热分析
按热力学第二定律,有温差的地方就有热量的传递,传热现象在自然界普遍存在,在工程技术领域中,掌握传热体系内的传热量和温度分布最具有意义。
传热的基本方式有传导、辐射和对流三种,实际的换热过程往往是以一种形式为主的复合换热方式。例如室内外温度不同时,室内外空气通过墙壁进行热量交换,换热设备中,进行热量交换的冷、热流体也常分别处于固体壁面的两侧,这种热量由壁面的一侧流体通过壁面传到另一侧流体中去的过程可用以下公式表示:
式中Q :传热量,KJ/h; K :传热系数KJ/m2h℃
A :传热面积,m2Δtm:冷热流体对数平均温差℃
汽车散热器的热量传递过程简单来说就是水箱中的热水流经芯体水管,把热量传递给紧贴在水管壁面的冷却水边界层,然后通过水管壁以及周围的散热带传给水管外壁和散热带表面的空气边界层, 最后通过流动的空气散发到大气中去。管芯式散热器的热量传递过程如图2-1所示,其传热的一个特点是散热器的翅片是二次传热面,可以加强热量的传递,从公式2-1可以看出,提高散热量的途径可以从以下三个方向来考虑:
(1)提高传热系数K
将翅片加在换热能力较弱的一侧才能有效地提高传热系数,因此,汽车散热器的翅片应加在换热能力小的空气侧。另外,为了提高空气侧的换热系数,也可以在翅片上开百叶窗,以破坏气流的流动边界层,提高空气侧的对流换热系数。但是矿用汽车发动机的工作条件非常恶劣,散热器在此种工作条件下使用一段时间后, 百叶窗极易被灰尘等杂质堵塞,不仅会使空气侧的流动阻力增大,驱动散热器风扇的功耗损失也会增大,还会使空气侧的对流换热系数显著降低,并且维护清洗起来难度很大,所以不宜在翅片上开百叶窗。 管子的排列方式及流体绕流管束时的方式也能影响到换热系数的大小。当流体流过管束时,沿管排的一定范围内,错排方式时由于前排管对后排管的影响,流体的扰动性不断增强,在促进换热系数的提高方面要强过顺排。因此,本课题管芯式散热器的芯部水管选用横向绕流、错排的方式。
(2)增加传热面积A
式中:Af: 散热带的散热面积,m2;Ap: 未被翅片遮住的水管表面积,m2; h: 翅片高度,m ;α : 气侧换热系数,KJ/ m2℃ ;tb2: 空气侧水管壁面平均温度,℃ ; ta:空气流的进出口平均温度,℃ ; λf:翅片材料的导热系数,KJ/m·K ;δ :翅片厚度,m
通过以上公式可以看出:增加气侧散热量的有效途径之一是增加有效传热面积。有效传热面积与翅片效率有很大关联,从公式(2-5)可以看出,随着(mh)的增加,即翅高h增大或翅片参数m值增大, 翅片效率下降,所以要增加翅片厚度和减小翅片高度来增加气侧有效传热面积。而在确定翅片参数时,需要考虑很多因素, 对于高温流体和低温流体之间,温差较大的情况,宜选用平直翅片。另外在确定翅片结构参数时还应该考虑翅片强度和工作环境等因素。
(3)提高冷、热流体的对数平均温差
Δtm为整个传热面上的平均温差,
φ是小于1的修正系 数,与散热器进、出水温度tw1、tw2,散热器进 出风温度ta1、ta2有 关,可以通过 查表获得。 Δtmax、Δtmin分别表示 逆流时两侧温差中较大者和较小者,通过增加Δtmax和减小Δtmin的办法可以提高对数平均温差。
3管芯式散热器的流动阻力
流体在流动过程中,形成了能量损失,散热器内流动阻力引起的压降,是衡量运行经济效果的一个重要指标,其能量损失,一般用压力损失来反映,阻力系数反映了压力损失因素。如果压降大,消耗的功率多,就需要配备功率较大的动力设备来补偿因压力降低所消耗的能量。
散热器阻力来源于各流体沿流程微元或流体层之间以及流体与固体壁之间的摩擦力, 由沿程阻力所引起的能量损失称为沿程损失, 单位重力流体的沿程损失, 其大小与流体的流程长度成正比。局部阻力指流体流经各种局部障碍( 如阀门、弯头、变截面管等) 时,由于水流变行、 方向变化、速度重新分布,质点间进行剧烈动量交换而产生的阻力。经过散热器的流体包括冷却水和空气,所以阻力的计算分为水侧流动阻力和气侧流动阻力。
3.1水流阻力特性
本课题研究的散热器,水管中的水是受迫运动,其流速较高(试验时最大流速可达约1m/s), 而水的运动粘度较小,所以管中水的雷诺数较大,流动处于紊流状态,此时各流层间除了粘性阻力,还存在由于质点掺混、互相碰撞所造成的惯性阻力。水流经散热器时沿程损失主要发生在水管,水管内的沿程(摩擦)阻力用下式表示 :式中f为水流的沿程阻力系数 ;ρ 为冷却水的密度 [kg/m3] ;v为水流的速度 [m/s] ;L为散热器水管的长度 [m],d为水管的(当量)直径[m]。
沿程阻力系数的确定:本课题的散热器芯体水管采用无缝纯铜管,所以它的绝对粗糙度 ε 非常小( 大约为0.0015至0.01mm),由计算可知管中的流动处于紊流光滑管区,而雷诺数不超过105,因此根据文献[33],对于散热器扁平型水管的沿程损失系数可采用如下形式的经验公式: f =[alnRe-b]-2(3-2)。其中Re是以水管的当量直径为定性尺寸的雷诺数,系数a 、 b可由试验来确定。
由散热器的结构可知,水流经散热器芯受到的局部阻力,一部分是由于管道截面的扩大引起的,另一部分是因管道截面的缩小引起的,这其中包括了水流经上、下水室时受到局部阻力,则水流过散热器时的局部阻力可由下式表示 :。式中 :v为管内的平均流速[m/s] ;ξ 是包括了突(渐)扩和突(渐)缩的总的局部损失系数,可根据散热器实际结构的情况,分别计算每处的局部损失系数,再把它们相加后得到总的局部损失系数 ξ。
3.2空气流动阻力特性
散热器的空气阻力系数不但与空气的流速和物性等因素有关,同时与散热器通道的形状有很大的关系。不同的散热器其阻力系数是有很大差别的,而且散热器的风阻是考察其性能的一个重要的指标。 一般散热器阻力系数是通过芯体单元通道的流动阻力试验测得的,因而求得的阻力系数同时也包括了形状阻力的影响因素。本文讨论的管芯式散热器中空气流过芯体时的阻力系数fa采用的准则方程为:式中的x、s为试验研究中需要确定的系数和指数。
流动传热 篇6
射流冲击是一个具有广泛工程应用背景和重要理论研究价值的课题。射流冲击表面可产生很高的局部传热速率,因而在飞机机翼除冰、叶片冷却、纸张和纺织品干燥、金属薄板的加工制造以及电子元器件的冷却等许多工业过程中得到了广泛应用。过去对冲击射流传热特征的研究大多集中在稳态射流[1,2,3,4],近年来,非定常的冲击射流也越来越多地应用于强化传热的研究,如周期性的脉动射流等[5,6]。由于非定常射流的变化形式和参数不同,其传热性能通常会呈现很大的差异[7]。引起这些非定常射流冲击传热效果不同的因素颇为复杂,对这些现象进行机理分析、给予合理解释等方面的研究受到现有实验方法和手段的限制,目前进展有限。
随着计算机技术的快速发展,数值模拟作为一种非常有效的手段已广泛应用于射流冲击传热的研究工作中[8]。与实验研究相比,数值模拟对于揭示这种复杂冲击流动与传热的特性以及作用过程所蕴涵的机理很有帮助。除了在雷诺数Re很低的情况下,冲击射流一般都是湍流性质的。采用经过验证的数值模型可以对常规实验无法实现的复杂情况进行模拟,捕捉流动及传热变化过程的细节。因此,利用计算流体动力学(computational fluid dynamics,CFD)技术对非稳态射流的流动及传热问题进行深入研究,已成为一种重要的研究方式[9]。
本文结合现有实验台的测试数据首先验证了数值模型的可靠性,并在此基础上采用数值方法研究了入口流量相同但速度波形不同的正弦波、三角形波和矩形波的周期性湍流冲击射流在滞止点处的传热及流动性能,从流动的角度对这些周期性脉动射流如何影响传热进行了分析。
1 用于验证数值模型的实验系统
1.1 系统组成
进行冲击传热研究的实验系统如图1所示,该系统主要由以下几个部分组成:高压气源、流量计、质量流量控制装置(MFRC)、信号发生器、实验传热平板及传热性能测试系统等。周期性的湍流射流由MFRC产生[10],它可以根据信号发生器的输入产生相应波形的射流输出。
1.2 对流换热系数的测量
各种非定常冲击射流的传热性能可通过测量实验平板的加热功率及不同流动参数下的温度分布而得到。冲击平板是一种经过特殊设计的表面覆有电热铜箔的正方形环氧树脂平板,可同时测量表面温度和热流密度。整个平板被均分为64个小区域,每个小区域的边长是46.8mm,这样可以近似得到射流冲击下对流换热系数的分布情况。实验平板的结构和传热测量过程可参阅文献[7],此处不再赘述。
下文中提到的射流冲击平板时的对流换热努塞尔数Nu沿径向的分布就是在此实验装置上测得的,并用该实验数据来验证数值模型。
2 问题的数值模型
为了对不同波形的周期性冲击射流会产生不同传热效果的深层次原因进行探讨,本文建立了二维轴对称的冲击射流计算模型。
2.1 数学描述
由于结构和流动的对称性,计算区域取流场的一半,如图2所示,冲击射流(空气)竖直从喷嘴入射。假设射流是不可压缩的,且其物理特性与温度相关,数值模拟需要求解如下连续性方程、动量方程及能量方程:
式中,ρ为密度;t为时间;u为速度;g为重力加速度;cp为质量定压热容;T为温度;k为传热系数;x为长度值;变量下标i、j分别代表平面的两个方向;变量的上标“′”表示变量的脉动值;两变量加上划线表示相乘后取平均数。
边界条件如下:
(1)入口条件。
射流入口速度变化的波形为周期性脉动的正弦波、三角形波和矩形波,进口雷诺数定义为
(2)出口条件。
认为流动已经达到了充分发展阶段,即速度梯度等于零,对其他计算参数作同样处理。
(3)传热板。
给定恒定加热的热流密度,冲击处无滑移。
(4)限制板。
壁面绝热。
(5)中轴线。
按对称条件处理。
初始条件为u=v=0,p=p∞,T=T∞。
计算过程中湍流模型采用雷诺应力模型,数值计算采用有限体积法,压力与速度的耦合用SIMPLE方法处理,径向和轴向速度方程、切向速度、雷诺应力、k和ε方程均采用一阶上风差分格式。
2.2 计算模型验证
数值模拟模型的网格划分采用了非均分网格,靠近射流冲击区域的网格密度增加,如图3所示。首先对网格数量的无关性进行了验证,然后对雷诺数Re=7500,H/D=6(H和D的定义见图2),频率f=10Hz的矩形波射流的努塞尔数Nu沿径向分布的模拟结果与同样结构和流动参数下的实验结果进行了对比,详见图4。由图4可知,通过模拟获得的沿径向分布的努塞尔数与实验获得的努塞尔数的变化趋势基本一致,而且在靠近滞止点处,模拟值与实验值几乎重合,仅略小于实验值。以滞止点为中心,随着径向距离的增大,模拟值基本上都大于实验值。在靠近传热板边缘的地方,模拟值和实验值的偏差有增大的趋势,这可能是由于实验时在各径向位置的测量值是不同半径方向多个测点的平均,自然会有不对称的情况,但数值模拟考虑的是流动结构和流场对称的二维模型,因此会使模拟值与实际值产生一定程度的偏差。
3 计算结果及分析
3.1 滞止点处各参数的变化情况
已经进行的实验研究工作表明,波形不同的非定常周期性射流的冲击传热效果是不同的[7],但实验结果给出的是各种波形的射流冲击下传热性能的时均结果,限于实验条件,它不能给出各周期内的波动情况。本文通过数值模拟获得了不同波形射流在滞止点处传热和流动参数在各个周期内的变化情况,见图5～图7。图5是f=10Hz、H/D=6、进口平均雷诺数为10 000时不同波形射流在滞止点处的温度随时间的变化曲线图。从图5中可以看出,矩形波射流冲击下滞止点处的温度降低最为显著,正弦波射流和三角形波射流冲击使得滞止点处的温度波动比较大,三角形波射流冲击得到的最低温度值与矩形波射流冲击得到的最低温度值接近,而三角形波冲击射流后传热板上的最高温度值与正弦波射流冲击后的最高温度值也基本一致。
图6为利用温度变化得出的滞止点处对流换热系数的变化曲线图。其中正弦波射流在滞止点处的换热系数随时间变化是最平缓的,三角形波射流在滞止点处的换热系数最高时是正弦波的1.5倍,矩形波射流在滞止点处的换热系数最大时几乎是正弦波射流的两倍。因此,三角形波射流强化传热的可能性高于正弦波射流,三者之中矩形波射流瞬时强化传热的可能性是最大的。
矩形波射流的这种瞬时强化传热能力的增强与其波形变化的特点以及冲击强度是分不开的,图7为三种波形射流冲击下滞止点处的湍流强度随时间的变化曲线图。从图7可以看出,入口速度为正弦波信号的射流对驻点的冲击强度虽然也有瞬态的增强,但总体增强的强度不大,变化趋势比较平缓;但是入口速度为三角形波信号的射流对驻点的冲击强度就有较大的增强了,在三角形波冲击下,一个周期中两次湍流强度的增强速度不同,第二次增强虽然变化较缓,但幅值要高于第一次。入口速度为矩形波信号的射流对驻点的冲击强度也存在两次增强,而且两次的变化速度都非常快,只不过第二次的增强幅值远大于第一次的湍流强度。
由此可见,流量相同但按照不同规律变化的周期性冲击射流在滞止点处的冲击产生了较大的传热及流动性能差异。
3.2 波形与湍流强度的关系
本研究中采用的三种波形代表了不同的变化规律:正弦波信号本身及其任意阶导数都是连续的;三角形波信号本身连续,但其一阶导数有阶跃变化;矩形波信号本身就不连续,有阶跃的变化。下面探讨湍流强度的变化与波形之间的关系。
图8给出了三种不同波形在f=10Hz、H/D=6、进口平均雷诺数为10 000的情况下一个周期内滞止点处湍流强度的模拟结果,并与进口速度波形进行了对比。从图8a中可以看出,在正弦速度波形的上升阶段,湍流强度会有一个突然增强的瞬间,这种情况对于三角形波形也一样,见图8b。但是正弦和三角形波形的继续上升只是引起了湍流强度的缓慢上升,下降时引起湍流强度的缓慢下降,其中三角形波形在一个周期内的湍流强度最大值要高于正弦波形。矩形波射流冲击引起的湍流强度的最大值要高于正弦波射流和三角形波射流的相应值,见图8c。当矩形波信号变化到高电平时,其湍流强度在延时10ms左右后有一个瞬态的脉冲增强,这一增强幅值与正弦和三角形波的瞬态脉冲相当,随后其湍流强度基本维持不变;当矩形波信号从高电平变为低电平时,其湍流强度在延时10ms左右后又产生一个更强的瞬态脉冲增强,这个瞬态脉冲有强化局部传热速率的潜在可能性。
(Re=10 000,H/D=6)
从模拟结果还可看出,波形的信号或者其导数发生阶跃变化时,湍流强度也会产生相应的脉冲增强,但变化要稍微滞后。
3.3 滞止点外的周期性振荡
在冲击流场的其他区域,入口速度的周期性振荡影响仍然存在,但是随着距离滞止点径向尺寸的增加,这种影响在逐渐缩小,具体体现在速度和波动值的减小,图9给出了x/D=23处的三种波形射流的出口速度波动情况。从图9中可以看出,三种波形仍然呈现出与入口周期几乎一样的波动,但波动幅值已经大大减小,波形形状也有些变化,其中矩形波射流的平均速度要大于正弦波和三角形波射流的平均速度。
4 结论
(1)不同规律的周期性非定常湍流射流能取得一定的强化传热效果,但是由于不同速度波形引起的流场湍流强度不同,各种周期性射流在滞止点处的瞬时传热性能有很大差异,按矩形规律变化的射流强化效果最好,三角形波形次之,正弦波信号的射流冲击效果较差。
(2)在射流冲击的滞止点处,当正弦波、三角形波的信号处于上升阶段以及矩形波信号变化到高电位时,湍流强度在稍有延迟后均会发生一个瞬时的脉动增强,因此可以强化传热。但是正弦波射流和三角形波射流在随后的变化中湍流强度只是缓慢地上升和下降,而矩形波射流在信号变化到低电位时,还会产生一个瞬时的湍流强度增强的脉冲,且该脉冲的强度比同一个周期内的第一个脉冲要大,这对于利用矩形射流强化传热会有明显作用。
(3)远离滞止点处冲击流场的周期性波动仍然存在,但幅值大幅度减小,矩形波射流的平均速度要大于正弦波射流和三角形波射流的平均速度。
摘要：采用经过实验验证的数值模型研究了周期性射流冲击下的流场对传热强化的影响。根据不同波形(正弦波、三角形波和矩形波)规律变化的射流对平板的冲击会产生不同的传热特性,研究得到了滞止点处的温度、传热系数和湍流强度随时间变化的规律。研究结果表明:当正弦波射流、三角形波射流的信号处于上升阶段时,湍流强度在稍有延迟后会产生一个瞬时的增强,可对强化传热起到促进作用,但在它们随后的波形变化中湍流强度仅有缓慢的升降,矩形波射流在信号发生阶跃变化时,会产生湍流强度的脉冲增强,尤其是在信号跃降时产生的瞬时脉冲增强比信号跃升时产生的脉冲增强更大,可有效强化传热;远离滞止点的流场的周期性波动仍然存在,但幅值大大减小,矩形波射流的平均速度大于其他波形射流的速度。
关键词：周期性冲击射流,传热,流场,数值模拟
参考文献
[1]Martin H.Heat and Mass Transfer between Impin-ging Gas Jets and Solid Surface[J].Advanced HeatTransfer,1977,13:1-60.
[2]Polat S.Heat and Mass Transfer in ImpingementDrying[J].Drying Technology,1993,11(6):1147-1176.
[3]Jambunathan K,Moss M A,Button B L.A Reviewof Heat Transfer Data for Single Circular Jet Im-pingement[J].International Journal of Heat andFluid Flow,1992,13(2):106-115.
[4]Webb B W,Ma C F.Single-phase Liquid Jet Im-pingement Heat Transfer[J].Advances in HeatTransfer,1995,26:105-217.
[5]Azevedo L F A,Webb B W,Queiroz M.PulsedAir Jet Impingement Heat Transfer[J].Experi-mental Thermal and Fluid Science,1994,8:206-213.
[6]Zumbrunnen D A,Aziz M.Convective Heat Trans-fer Enhancement due to Intermittency in an Impin-ging Jet[J].Trans.ASME J.Heat Transfer,1993,115:91-98.
[7]周静伟,杨兴贤,耿丽萍,等.非稳态冲击射流强化传热试验研究[J].机械工程学报,2010,46(6):144-148.
[8]Craft T J,Cooper D.Impinging Jet Studies forTurbulence Model Assessment-Ⅱ:an Examinationof the Performance of Four Turbulence Models[J].International Journal of Heat and Mass Transfer,1993,36(10):2685-2697.
[9]Hewakandamby B N.A Numerical Study of HeatTransfer Performance of Oscillatory Impinging Jets[J].International Journal of Heat and Mass Trans-fer,2009,52:396-406.
流动传热 篇7
一、注重教师组的协同作用
成立了传热与流体流动的数值计算课程的教师队伍组, 其中教授2人, 副教授3人, 讲师2人。教师队伍组的构成包括讲授流体力学的教师、讲授传热学的教师和长期承担传热与流体流动数值计算方面科研项目的教师。
1. 教师构成的多元化。
衡量师资队伍水平的高低, 其学历结构、职称结构、专业结构、年龄结构和学缘结构是否合理是极为重要的标志[5]。教学团队中的教师来自不同的专业和学科, 本课程教学组具有交叉的学缘结构和交叉的知识结构。7位教师本科毕业于5个不同的学校, 大家就会具有不同的学术思想、不同的业务知识、不同的科研风格和不同的思维方式。每位教师的背景知识不一样, 就会以多角度和不同的思维来理解本门课程;教学过程中就可能取“百家之长”, 融合多种学术思想、科研风格和方法论。
2. 教师的科研成果促进教学。
实验研究、理论分析和数值计算是当代自然科学研究的三大基本手段。传热与流体流动的数值计算就是采用计算机数值求解来研究传热学和流体力学问题, 因此, 这是一门应用性很强的学科。课程组的7位教师有6位具有博士学位, 本身业务基础好, 取得了不少高水平的研究成果。科研为教学内容的更新和深化奠定了坚实的基础。在教学过程中非常注重教学与科研相结合, 充分利用课程教学组任课教师在科研学术上的优势, 注意将鲜活的科研和工程实例引入课堂, 以讲座和讨论的方式及时地引入了相关领域的最新发展和现代科学技术问题, 激发学生的学习兴趣。
二、合理规划教学内容
在传热与流体流动问题的数值计算研究中, 主要存在两种思路, 一种是应用数学家针对空气动力学问题发展的可压缩流动计算方法, 以有限差分法为主, 国内习惯上称其为计算流体力学 (CFD) ;另一种是物理学家针对传热问题发展的不可压缩流动计算方法, 以有限体积法为主, 国内习惯上称为计算传热学 (NHT) 。通过某种特殊处理, 两种思路都试图将方法推广到另一种思路所侧重的问题。流体流动和传热现象十分复杂, 其中不少子课题均可并且已经形成独立的学科。数学模型和数值计算方法也名目繁多、千姿百态。想要花费较少的时间历数各类流动和传热现象、各类数学模型和数值方法, 几乎是不可能;对于初学者来说也没有这个必要[2]。许多专门讲解计算流体力学的各种书籍, 由于需要较多的数学知识, 而显得晦涩难懂。针对初学者的教学内容应该是能够突出介绍传热和流体流动数值计算核心算法, 而又尽量避免深奥的数学知识, 特别是为他们克服最初的入门障碍, 以便建立起对CFD和NHT的兴趣和信心, 为继续学习更深入的相关知识做好铺垫。教学过程中要力求做到以较简单的数学方程来解释计算流体力学和计算传热学的基本知识。在世界范围内得到广泛认可的作为CFD和NHT入门学习的教材有1980年Patankar S.V.[6]撰写的《Numerical Heat Transfer and Fluid Flow》 (1984年张政[7]译为中文, 科学出版社出版) , 1995年Versyeeg H.K.和Malalasekera W.[8]撰写的《An Introduction to Computational Fluid Dynamics—the Finite Volume Method》 (2005年李人宪[9]撰写的《有限体积法基础》大量参考了此书的有关内容 (作者注) , 国防工业出版社出版) , 1995年Anderson J.D.[10]撰写的《Computational Fluid Dynamics—the Basics with Applications》 (2007年吴颂平和刘赵淼[2]译为中文版, 机械工业出版社出版) 。这三本书中, 前两本主要介绍有限体积法, 数值计算方法主要为压力修正的SIMPLE算法系列;第三本书主要专门介绍有限差分法, 对有限体积法只是一带而过。我们知道, 当前流体流动和传热问题的数值计算方法有多种, 如有限体积法、有限差分法、有限元法、谱分析法、各类格子类方法等。每一种方法都有其特点和使用范围。在应用于传热和流体流动问题数值计算的众多方法中, 有限体积法由于其物理意义明确、实施过程简便、数值特性优良而获得了特别广泛的应用, 是当前主流通用商品化CFD软件 (如:PHOENICS、FLU-ENT、Star-CD、CFX) 中最常用的核心算法, 也是最为成熟的一种方法。特别是自20世纪80年代以来, 由于非结构化网格和自适应网格技术的发展, 有限体积法更是得到了长足的进步。值得指出的是, 虽然有限体积法表现出优异的程序通用性和对求解域的广泛适应性, 但因为这样的原因而只是去了解有限体积法的知识是不够的。原因如下:第一方面, 有限差分法是有限体积法的基础, 有限体积法是在有限差分法的基础上发展起来的。第二方面, 如何分析和判断一个离散格式的有效性和可靠性, 即离散格式的数学特性 (相容性、收敛性、稳定性、数值耗散与色散) 的分析, 必须借助于有限差分法才能完成。有限体积法是无法看见离散格式的内在微观特性的。这也是很多初学者学习完计算传热学 (有限体积法) 后, 再去学习计算流体力学 (有限差分法) 时仍然感到吃力和困难的原因。有限差分法更多地是建立在数学概念上的, 需要学习者要有较为厚实的数学功底;有限体积法是从物理概念入手, 显然容易理解和接受, 但难以透彻理解各物理量的内在联系。第三方面, 有限差分法简便易行、格式和离散方案丰富多彩, 求解变量设置随意, 是初学者练习编写小程序而能深刻理解数值计算精髓很好的方法。第四方面, 有限体积法在当前仍然被广泛使用, 特别是在航空航天领域更是必不可少。综上所述, 对于教授初学传热与流体流动数值计算的学生而言, 在安排教学内容时应当涵盖有限体积法和有限差分法两方面的内容。两种方法是否应当有所侧重, 得依据修课学生的专业情况来具体舍取。另外, 对于初学者要立足基础, 突出物理概念和数学模型的循序渐进、由浅入深。因为精确科学的目标就是通过数学而简化自然界的问题, 以确定物理上的量。反之, 片面追求起点高、内容深, 会使大部分学生感到畏惧, 敬而远之, 从而失去继续深入学习的兴趣。
三、明确本课程的学习方法
鉴于传热与流体流动数值计算课程的重要性, 特别是许多学生在接下来的学位论文工作时, 都要采用数值计算的手段去研究自己的特定问题。那么如何才能学好CFD或NHT?或者是应该采用什么样的方法来学好这门课程?这是初学者经常爱询问的问题。有效的学习方法能起到事半功倍的效果, 对于本门课程学习中需要注意以下几方面的问题:
1. 要有扎实的流体力学和传热学基本知识。
所谓计算流体力学或计算传热学, 顾名思义, 就是数值计算和流体力学 (或传热学) 两方面知识的结合。要想学好CFD和NHT, 首先要有扎实的数学功底、流体力学和传热学的基本知识。在理解并应用CFD和NHT的所有知识之前, 我们必须充分理解流体力学和传热学控制方程, 包括它们的数学形式和它们所描述的物理现象。有的同学在学习过程中想要绕过流体力学和传热学的基本知识, 特别是粘性流体力学的内容, 最终的效果只能是知其然而不知其所以然。
2. 不要忽视自己动手编写程序。
这是一门理论和编程并重的课程, 应使理论与编程操作相结合, 二者才能相得益彰。因此, 想要学好CFD和NHT, 应该鼓励自己去编写一些计算简单问题的程序。而且只有通过编写程序来亲手实践, 才能了解CFD和NHT究竟是如何一回事。
3. 要学习使用商品软件。
自己编程是一个良好的学习方法, 针对某一较简单的问题编程容易实现;而对于复杂问题, 自己动手从零开始编写程序将会是一个繁杂的工作。对于作为工程计算而非专门的研究型人员来说, 学会使用一个通用的商品软件是有益的, 像流行的PHOENICS、FLU-ENT、CFX和Star-CD等商品软件, 虽说不是针对性软件, 应用于某些专门问题的计算时可能表现出效率低、精度低, 但要自己编制一个计算复杂流场的软件, 还是要慎重思考。
四、结束语
计算流体力学和计算传热学可以合称为传热与流体流动的数值计算, 它已超越了传统的流体力学和传热学的外延和内涵, 早已不再仅仅是一些数学理论和概念, 已经成为解决工程实际问题或进行科学研究的重要手段。本文对本门课程教师队伍组的配备、教学内容规划和本课程学习方法三方面提出了一些看法:
1.该课程是研究传热和流体力学的一种工具, 具有理论和实践的双重属性, 教师组的配备需要注重知识的交叉融会、科研与工程实践的结合。
2.常用的传热和流动问题的数值计算方法有有限差分法、有限体积法、有限元法和谱分析法。但有限差分法和有限体积法更是占据了绝对优势, 作为初学者应该对这两种方法都进行必要的了解, 在安排教学内容时对这两方面的内容不可偏与废, 而要进行合理地融合和规划。
3. 要想学好本门课程, 所需采用的方法是明确用途, 注重基础, 自己编程, 学会一个商品软件。
摘要：传热与流体流动的数值计算是目前高校能源动力工程、航空航天工程、核能科学与工程等学科硕士研究生普遍开设的课程。本门课程的特点是, 经典流体力学和传热学与数值计算方法相结合, 是解决各种传热和流体流动问题强有力的工具。本文针对这一特点就本门课程的教师队伍组的配备、教学内容规划和本课程学习方法三方面提出了一些自己的看法。特别是建议将以有限差分法为主的计算流体力学 (CFD) 和以有限体积法为主的计算传热学 (NHT) 二者相结合起来, 不要独立割离开来, 侧重一方而偏废另一方, 实际教学中的合理做法是根据学生专业不同而有所侧重。
关键词：计算传热学,计算流体力学,课堂教学,教学方法
参考文献
[1]阎超, 于剑, 徐晶磊, 范晶晶, 高瑞泽, 姜振华.CFD模拟方法的发展成就与展望[J].力学进展, 2011, 41 (5) :562-589.
[2]安德森J.D.计算流体力学基础及其应用[M].吴颂平, 刘赵淼, 译.北京:机械工业出版社, 2007.
[3]陶文铨.数值传热学 (第2版) [M].西安:西安交通大学出版社, 2001.
[4]王福军, 周凌九, 严海军.计算流体力学课程教学改革与实践[J].高等农业教育, 2005, (11) :63-64.
[5]王作权.学缘结构:大学建设与发展的重要因素[M].煤炭高等教育, 2002, 4 (77) ;88-90.
[6]Patankar S.V.Numerical heat transfer and fluid flow[M].Hemisphere Publishing Corporation and McGraw Hill Book Company, 1980.
[7]帕坦卡S.V.传热与流体流动的数值计算[M].张政, 译.北京:科学出版社, 1984.
[8]Versyeeg H.K., Malalasekera W..An Introduction to Computational Fluid Dynamics—the Finite Volume Method.Pearson Education Limited, 1995.
[9]李人宪.有限体积法基础[M].北京:国防工业出版社, 2005.
【流动传热】推荐阅读：
传热过程07-18
传热计算06-30
传热模拟07-12
传热学05-08
传热系数检测06-21
化工原理传热08-07
复合砌块传热研究论文07-10
传热系数K的测定(教案)09-07
传热学一考研专业课07-01
试论创新能力培养的传热学实践教学改革研究07-03