（工程热物理专业论文）三维微肋螺旋管内流动沸腾传热与流型.pdf

中文摘要 摘要 螺旋管换热器因其传热性能好，结构紧凑，制造简单而被广泛应用于各种工 业行业中。螺旋管强化传热的根本原因在于弯曲通道的特殊几何结构可使流体受 离心力作用在流道的横截面上形成二次流，二次流与主流的叠加使流体在弯管内 形成螺旋运动，从而使换热增强。迄今为止，螺旋管内流动沸腾传热的研究对象 大多是蒸汽水，重点集中在临界热流密度( c h f ) 等问题，对制冷剂在螺旋管内 流动沸腾传热的研究不多；在直管中被广泛采用的强化流动沸腾传热的微肋表面 还没有被应用于螺旋管；螺旋管内流动沸腾流型分区与转变的研究还不充分。 本文首次将三维微肋表面强化传热技术应用于螺旋管，加工形成新型三维微 肋螺旋管换热元件，以绿色环保制冷剂r 1 3 4 a 为换热流体进行了新型三维微肋螺 旋管内流动沸腾传热与流动实验。用可视化方法实现了对流动沸腾流型的观察与 拍摄，首次得到了r 1 3 4 a 在螺旋管内流动沸腾的两相流型图及主要流型之间的转 变判据；实验研究了三维微肋螺旋管流动沸腾的传热和阻力性能，分析了微肋螺 旋管对流动沸腾传热的强化性能及其机理，得到了基于不同流型的流动沸腾传热 系数和两相摩擦阻力计算关联式。 1 首次观察和拍摄了光滑螺旋管和三维微肋螺旋管内r 1 3 4 a 流动沸腾的两相流 型。两种螺旋管的流型均可以用泡状流，塞状流，分层流，分层一波状流，间 歇流以及环状流等来划分。与管内绝热两相流相比，流动沸腾泡状流型的形成 机制不同，即使在分层流、间歇流时也可以观察到连续液相中夹杂大量汽泡与 主流一同运动。并且，由于汽泡在加热壁面的不断生成，长大与脱离，造成汽 一液相界面的剧烈波动和液滴的溅射，两相界面呈现出极不规则的状态。由于 螺旋管离心力的作用削弱了重力造成的两相分层效应，使螺旋管内更容易形成 环状流。经修正的m a n d h a n e 流型图可以正确反映螺旋管内两相流型的分区及 其转变。但螺旋管分层一波状流和环状流的区域都比光滑直管m a n d h a n e 流型 图的划分区域有所扩大；t a i t e l d u k l e r 流型图表明光滑螺旋管和三维微肋螺旋 管分层一波状流与间歇流、环状流间的过渡曲线基本一致，可表示为 凡= 一0 2 1 7 7 l n x 。+ 0 4 9 9 6 ；光滑螺旋管和微肋螺旋管间歇流与环状流之间的 转变曲线分别为= 0 4 和石f - o 7 ；g - x 流型图显示并非在所有质量流速条件 下，螺旋管内都会依次出现上述的各种流型；当质量流速g x c ，以后汽水混合物传热系数的实验数 据，提出了相应的计算式。该式在法国蒸汽发生器的设计计算中已被引用，用于 螺旋管时，作了相应的修正。 c u m o ( 1 9 7 2 ) 3 0 1 研究了r 1 2 在蒸干后区，流道曲率对传热的影响。 d u c h a t e l l e 】模拟快堆蒸汽发生器的工作条件，用液态金属钠加热，测得控制 壁温条件下的b 值。汽水混合物压力为4 5 1 7 5 m p a ，共有四根平行螺旋管圈( d d 为3 1 5 、4 0 5 、9 0 、1 3 5 ) ，得到计算式：尸1 3 9 1 0 4 q o 7 3 2 g 42 0 8 p o 肿”。其中，q 为热负荷，w m 2 ：g 为质量流率，k g ( m 2 s ) ；p 为压力，p a 。 i ) n a l 等( 1 9 8 1 ) 3 2 】认为螺旋管内的蒸干特性与竖直直管的情况不同：螺旋管 重庆大学博士学位论文 中的蒸干在不同蒸汽干度下出现于不同的管周向位置，丽不是像竖直管那样出现 在整个管周上。作者将高压( 最大2 0 m p a ) 下，水在螺旋管、直管中由液态钠加 热或电加热的实验数据放在一起，整理出了“通用”的蒸干点热流密度方程，与 实验数据间的误差为2 0 。 j e n s e n 和b e r g l e s ( 1 9 8 1 ，1 9 8 2 ) 1 9 , 3 3 较为系统的研究了从过冷区到饱和区( 该 作者称之为有干度区，q u a l i t yr e g i o n ) ，螺旋管内的临界热流密度，及热流密度的 不均匀性对螺旋管c i - i f 的影响。采用“模化”方法进行了实验，即实验工质选择 低沸点制冷剂r l l 3 在一定的模化条件下模拟高压下的水。他们总结了前人的研究 成果，认为螺旋管内流动沸腾传热系数以及压降特性和直管内流动之间的差异， 主要是由于前者形成了附加于主流的二次流。螺旋管的几何形状产生的离心力在 流动截面上形成了一般来说是一对对称的漩涡。关于螺旋管的c h f 问题有以下结 论：大多数情况下，与竖直管相比，螺旋管的c h f 工况发生在不同的容积蒸汽 干度，不同的周向位置，并且在特定周向位置发生c h f 时具有更高的局部干度； 具有竖直轴线的螺旋管( 即竖直上升下降螺旋管) 发生c h f 工况的周向位置取 决于离心力和重力的相对大小；在有干度区，具有较小螺旋半径的螺旋管因其 更强的离心力和二次流而在相同热流密度下有更高的临界干度：就给定的螺旋 管而言，如其临界干度相同，当质量流速增加到1 0 0 0k g m - 2 s - 1 时，通常会引起有 干度区c h f 的增加( 这与直管中通常观察到的情形相反) ；质量流速的进一步增 加将会导致c h f 的下降；在过冷区，过冷度不变时，螺旋管的c h f 比直管要低。 在零干度附近情况则相反；干度很小的变化会导致螺旋管的c h f 从低于直管变化 到高于直管。 s t y r i k o v i e h 等( 1 9 8 4 ) 【3 4 】在压力9 8 1 1 7 6 m p a ，质量流速5 0 0 1 5 0 0 k g m 2 8 ， 热流密度1 0 0 - - 1 5 0 0k w m - 2 的工况范围内进行了螺旋管c h f 的实验研究。其主要 结论是：螺旋管中临界蒸汽干度比垂直向上直通道中的要高许多，且随着压力 和质量流速的增加，螺旋管中临界蒸汽干度下降；螺旋管中蒸干后区域的传热 较之于直管要好，壁面温升随压力、蒸汽干度和质量流速的增加而降低；当质 量流速g ，5 0 0 k g m 2 s 。1 时，流动方向( 如向上流动或向下流动) 不影响c h f 的大 ，j 、。 c h c i l 和z h o u ( 1 9 8 5 ，1 9 8 6 ) 【35 刈认为：在两相流动中，连续相中仍然存在二 次流。他们的分析表明：在环状流中( 液相为贴近壁面的液膜) ，存在两对对称的 漩涡，即环状液膜和蒸汽芯中均存在二次流，如图1 8 所示。他们同时指出：在某 一位置上，液相中二次流的速度比其轴向速度低1 也个数量级。与直管相比，二 次流的存在会使压降与传热率都增大。 6 1 绪论 螺旋管中的c h f 会在沿管周向方向 的不同位置、不同蒸汽干度下出现。在 大多数情况下，相同热流密度与管长， 在某一特定轴向位置出现c h f 时，螺旋 管具有更高的平均干度。螺旋管内的 c h f 与直管相比较有明显增加。但螺旋 管中过冷沸腾的c h f 却低于水平直管。 与直管相比，c h f 随着d d 和质量流速 的增加而降低。在饱和沸腾区，螺旋管 的c h f 较水平直管高。对给定的干度和 井 图1 8 螺旋管内气液两相流二次流流线 f i g u r e1 8s e c o n d a r yf l o wl i n eo f t w o - p h a s ef l o w i nh e l i c a l l yc o i l e dt u b ea c c o r d i n gt oc h e ne ta 1 质量流速，c h f 随a y d 的增加和压力的降低而增加；对给定的干度和d d ，c h f 先随质量流速增加而增加，当达到某一最大值后又随质量流速的增加而下降。螺 旋管中c h f 起始位置取决于离心力与浮升力的平衡：低质量流速时，浮升力的影 响明显，c h f 工况首先出现在管子的顶部；较高质量流速下，离心力将蒸汽引向 螺旋管内侧，因此c h f 工况首先出现在螺旋管的内侧。从蒸干点处沿管周向壁温 的下降较为平滑。蒸干点后面区域出现了螺旋管内外侧壁面的温差，该温差在蒸 干点之后几乎保持不变。 l a u t e n s c h l a g e r 和m a y i n g e r ( 1 9 8 6 ，1 9 8 8 ) 1 3 7 , ” 用r 1 2 在电加热的9 0 度弯管 和4 5 0 度螺旋管中进行了实验。其工况范围：质量流速4 0 0 - - 2 0 0 0k g ，m 2 s ，对比压 力0 2 3 0 9 3 ，热流密度2 0 7 0 k w m 2 ，直径比d d = 1 4 4 2 。实验集中在蒸干后区， 给出了对比压力、质量流速以及曲率对传热的影响。作者指出：由于二次流的存 在，螺旋管( 弯管) 外侧的传热状况强烈的影响到内侧，外侧传热的变化在一定 轴向距离后的管内侧将显现出来。 b c r t h o u d 和j a y a n f i ( 1 9 9 0 ) 口9 】认为：在直管中，从无蒸干到全部蒸干的转变 只经历一小段管长，因此在稳定工况下，该转变可被认为是一个点的转变。然而， 螺旋管中的这种转变却要经历相当长的管长。因此，把螺旋管的蒸干当作一个转 变点，即蒸干发生在某一个轴向位置是不正确的。螺旋管中蒸干的完整的描述应 包含以下几方面：以热力学干度定义的蒸干的起始位置一包括管轴向的和周向的； 部分蒸干区的长度很藿要，但不容易计算出来；以及对该区域中热力学不平衡的 预测。通常情况下，该区域两相间的不平衡可予以忽略，而假设部分蒸干区的实 际干度就等于热力学干度( t h e r m o d y n a m i cq u a l i t y ) 。螺旋管中的环状流区液膜厚 可因如下四种机制而改变：液相以液滴的形式被夹带( e n t r a i n m e n t ) ；这些液 滴的重新分布；相变；由于二次流导致的液膜的重新分布。 l g u o 等( 1 9 9 8 ) 【4 0 1 做了具有不同轴线倾角的螺旋管内水一蒸汽两相传热实 重庆大学博士学位论文 验。其中有关蒸干以及蒸干后区的结论与文献【2 1 1 基本一致。作者认为蒸汽芯中的 二次流和蒸干点附近的壁面导热是螺旋管内高干度区蒸干的主要机制，并将这种 情形下的蒸干描述为：随着干度的增加，液膜厚度不断减小，管内蒸汽芯区域逐 渐扩大，汽芯中的二次流增强，导致汽液界面，尤其是0 - - 9 0 。( 顶部) 和8 = 2 7 0 。( 底 部) 附近的汽液界面剪切力增强，因此蒸干首先发生在这些位置。当第一个蒸干点 出现以后，该点附近的液膜被蒸发，蒸干区域向周围扩展，但由于蒸干点处的壁 温高于周围区域，蒸干区域会向周围区域导热。因此，这里就存在两种相反的效 应：一是因蒸发导致的蒸干区域的扩展，它将使蒸干点的壁温升高：另一方面， 蒸干点附近的管壁导热又会降低该点的壁温使其与附近区域壁温趋向一致。当前 者处于主导地位时，蒸干区将扩大。如果二者维持平衡，蒸干也将被限制在一两 个点上，否则，第一个蒸干点将消失，或者会发生热振荡( t h e r m a lo s c i l l a t i o n ) 。 有关螺旋管内强制对流沸腾区的传热问题也有不少的研究者发表了各自的实 验结果。 o w h a d i ( 1 9 6 8 ) 【4 l l 等在大气压下进行了水在螺旋管内的沸腾传热研究，结论 是平均传热系数和质量流速有关，局部传熟系数以外侧点为最大。他们还发现， 在干度z 较小处内侧点的局部传熟系数最大。这是因为弯管内侧的壁厚较大，通 电加热时发热量大，气泡产生多，故该处传热系数较大。在工变大后，不再是泡 核沸腾占主导地位的传热机理，情况即发生了变化。他们用l o c k h a r t - m a r t i n e l l i 参 数来整理其传热系数和摩擦压降数据。 c r a i n 和b e l l ( 1 9 7 3 ) 【4 2 做了高干度区，两相水蒸汽在螺旋管内的强制对流传 热实验。他们也将螺旋管周向平均换热系数整理成l o c k h a r t - m a r t i n e l l i 参数的方程， 并包含了对s e b a n m c l a u g h l i n 4 3 】的螺旋管内单相对流传热计算式的修正。 c a m p o l u n g h i ( 1 9 7 7 ) 【“蝽做了直流蒸汽发生器的全尺寸( f u l ls c a l e ) 实验。其 实验段进口是过冷水，出口是过热蒸汽。他们用热流密度和系统压力将沸腾传热 系数整理成有量纲形式： b = 1 1 2 2 6q o6 扩0 1 3 2 p 。他们还指出，均相模型不能很好的 预测螺旋管内的压降。 c h e n 和z h o u ( 1 9 8 6 ) p6 】的实验表明强制对流沸腾局部传热系数几乎不受蒸汽 干度、质量流速、压力和螺旋管断面位置的影响。但是，在较低压力下，传热系 数会随凹侧蒸汽干度的增加而略又增加。在实验研究的d d 范围内( a y d = - 0 0 8 1 8 ， o 0 3 9 6 ，o 0 2 0 1 ) ，该参数对强制对流沸腾传热的影响不是非常强烈，也许与它对 单相紊流的影响并没有本质的区别。与直通道相比，螺旋管一个明显的特征是它 延缓了从润湿壁面向干壁面工况的转变。螺旋管内沸腾两相流传热系数在管子各 个侧面上都非常高，约为2 0 - - - 3 0k w m 。2 k - 1 。系统压力对强制对流传热的影响则很 小。 1 绪论 k u b a i r ( 1 9 8 6 ) 1 4 5 】发表了曲率分别o 0 3 7 和o 0 5 6 两种螺旋管内水的沸腾传热 系数、干度、截面含汽率和摩擦因子的实验数据，认为在低压下，周向平均传热 系数可以用文献【4 l ，4 2 】中给出的计算式计算。而在高压下则应做适当的修正。作者 自己提出的计算式中含有d e a n 数。 l g u o ( 1 9 9 8 ) f 4 0 】等将螺旋管内的沸腾换热过程划分为核态沸腾区( n b ) 、强 制对流区( f c ) 和蒸干后区( p d ) 。在系统压力为o 扣3 5 m p a 范围内，各区域间 发生转变的平均干度是：从n b 区向f c 区转变，x = 0 0 3 3 0 1 3 6 ，从f c 区向p d 区转变，x = 0 5 8 , - - 0 9 4 。实验结果显示，在不同系统压力和螺旋管轴线倾角条件下， 各换热区之间转变点的临界干度均随系统压力的增加而增加。轴线倾角竖直向上 时，临界干度具有最小值，而当螺旋管水平放置时，临界干度具有最大值。当倾 角为4 5 。向上或向下时，临界干度介于前两者之间。其实验结果显示，传热系数 随着系统压力的升高有明显增加，因此作者在用l o c k h a r t - m a r t i n e l l i 参数整理实验 数据时，以系统压力与临界压力之比的形式考虑了压力对传热系数的影响。 1 4 螺旋管内两相流型及压降 1 4 1 水平直管流型与压降 早期，人们直接运用层流湍流概念研究气液两相流动。著名的l o c k h a r t - m a r t i n n a l l i 压降计算方法便是以层流湍流组合为基础。但是随着实验技术的进展和 研究的深入，人们认识到不同的相交界面构形反映了不同的水力特性，仅用层流 湍流区分无法详尽地描述这种变化。目前描述流型的方法很多，最为简单和实用 的方法是形态学方法，它是按两种相的相对形态进行区分。例如，常常划分成泡 状流、弹状流、环状流和滴状流( 或称弥散流) 等。流型变化意味着相交界面形 状变化，因而意味着相之间的动量传递模式和热传递模式变化，也即改变了这类 传递的诸效应之间的相对重要性。流型研究是要在各种不同条件下，确定流型的 类别以及各流型之间相互转化的过渡条件，或称过渡准则。通常用两个组合参数 为代表的二维坐标图线构成的流型图形象地描述不同条件下的类别和过渡条件。 但是已发表的流型图几乎都是定性的图线，其主要困难是1 4 6 j ： l 、描述两相流动形态的参数过多，难以用简单的二维坐标表达 从实验和理论分析知道，影响两相流动特性的参数可以有每一相的体积流量、 系统压力、加热热流密度、每一相的密度和粘度、相交界面的表面张力、流道的 几何形状、大小和方位、流动方向、流体入口状态和各相进入流道的方式等等。 一般有1 2 个参变量。很明显，简单的二维平面坐标系无法综合这些参数的影响。 2 、实验识别方法的主观性和流型变化多样性 现有的大多数流型图都是借助观测方法识别不同流型及其过渡条件后绘制 9 重庆大学博士学位论文 的。观测法( 如直接观察( 目视) 、快速照相、x 或y 射线照相测量等) 带有观测 者的主观判断任意性，这是导致现行流型图具有定性性质的重要原因。因此，欲 使流型区分和过渡准则获得可靠的定量基础，必须努力寻求定量化测量和识别技 术。 3 、两相流动往往是不充展的 在单相流动中，只要流道具有足够长度，总是可以使层流或湍流充分展开。 在气液两相流动体系中却不相同，任一种特定流型往往是不充展的。当两相流体 沿加热管道流动时，由于加入热量积累，使相界面发生变化，流体的流型也在变 化。例如，气液两相流体流经加热通道时，沿流道长度的含汽率在不断增加，因 而会依次出现各种不同的流型。显然，每种流型都未达充展状态。即使在绝热流 动下，沿流道压力降落，可以使气相膨胀，也有可能导致流型发生变化。例如从 泡状流演变为弹状流。另一方面，即使两相流动的流型在流道中不发生变化，但 要使流动体系达到充展程度，流道长度约需几百倍流道直径。因此，实用的两相 流动体系大多处于未充展状态。 4 、流道几何形状的影响 在许多情况下，流道壁面效应影响到流型变化。例如，流道截面大小可以限 制能够生成的气泡截面尺寸。在相同的含汽率条件下，截面尺寸不同，特别是管 道方位的差异( 水平、垂直或倾斜) 可以构成完全不同的流型。 上述诸方面的困难仅仅说明了普适地描述流型及其过渡条件的困难。这些困 难也必然会反映到流型图的应用上。因为通用的流型图是在一些特定的流动条件 下用实验方法获得的二维图线，自然只能适用于具有相同流动条件的工况。然而， 各种实际两相流动设备参数千差万别，并且大都在不充展状态下工作，很难与现 有的流型图条件等同。因此，在目前，流型图还只能作为一种定性判别的手段。 虽然如此，我们仍应注意到流型图在实际两相流设备的设计工作中仍可发挥 不小的作用。目前，实际工作还很少分析或研究实用两相流设备中究竟存在何种 流型，很少按照流型去选择合适的设计计算公式。通常总是利用一些经验计算式 或统一的工程模型方法解决所遇到的问题。例如，环状流与泡状流的压降特性就 有很大差异。尽管流型不同，压降特性不一样，但选取压降计算公式时，往往忽 略流型的差别，使计算结果发生较大误差。可见，按照流型建立计算模型或公式 是今后的研究方向，以便在实际应用中，可以利用流型图大致确定两相流型，然 后按不同流型选取相应的计算公式，避免或减少上述这种误差。 考虑到本文的研究对象，以下讨论水平流动下的流型分类及其流型图。 水平流动流场在重力场作用下，导致较显著的相分布不均匀性。在低流量下， 稠密相力图聚集在流道下部，极端情况下会分层流动。常见的绝热情况下，水平 1 0 1 绪论 a b 亡= = = d i r e c t i o no ff i o - 图1 9 水平绝热管内流型 a 泡状流；b 塞状流；c 分层流；d 波状流；e 弹状流：f 环状流；g 弥散或滴状流 f i g u r e1 9f l o wp a t t e r n si nah o r i z o n t a l u n h e a t a dt u b e ab u b b l ef l o w ；bp l u gf l o w ；cs t r a t i f i e d f l o w ；d w a v y f l o w ；es l u g f l o w ；f a n n u l a r f l o w ；gs p r a y 0 1 d r o p f l o w 同向流动流型如图1 9 所示【4 ”，即弥散泡状流、分层流、间歇流和弥散环状流。 1 弥散泡状流：气泡弥散在连续液相中，由于浮力影响，气泡集中弥散在流 道顶部。随着流速增大气泡呈泡沫状均匀弥散于整个流道。 2 分层流：又可细分为纯分层流和分层波状流。纯分层流下，重力使两相完 全分离，两相交界面光滑。气相在流道上部流动，液相在流道底部流动。随着气 相流速增大，气液相交界面呈波状，便进入分层波状流。 3 间歇流：又可细分为塞状流、半弹状流和弹状流。间歇流是液相和气相各 自呈不同的构形在流道内交替出现。塞状流时气泡呈弹状且偏置于流道顶部流动。 弹状流时液相呈连续相，夹杂有小液滴的气块处于流道顶部并与泡沫状液块相间。 这两种流型的间歇性都可能导致压力突然变化，引起工程中最感困惑的流道振荡 破坏。半弹状流与弹状流的差异仅是泡沫状液块界面呈波状且不与流道顶部相接 触。 4 弥散环状流：水平弥散环状流的基本特征与垂直流动下的相同。一般不出 现纯环状流动，气芯中往往夹带着大量弥散液滴。因重力作用液膜周向厚度不均 匀，流道底部处膜厚大于项部处的液膜厚度。 图1 1 0 则为典型的水平加热流道流型变迁图，流型变化过程与垂直蒸发管大 致相同1 4 8 】。对于均匀加热热流密度较低、入口流速较小的情猿，水平管道重力效 应显著，导致相分布不对称性，出现了分层流动。相分布不对称性和流体受热导 致分层波状流区以及弹状流的出现，流道顶部会发生间歇性干涸和再湿。在环状 流区，顶部会出现逐渐扩大的干涸区。如果入口速度较高，则重力效应相对减弱， 相分布趋于对称，流型变迁更接近垂直蒸发管中的情况。 重庆大学博士学位论文 l 卜s u p e r h 柏州 j 0 9 0 7 x = 1 图1 1 0c o l l i e r f 删给出的水平蒸发管内流型 f i g u r e1 1 0 f l o w p a t t e r n s i na h o r i z o n t a le v a p o r a t o r t u b e ，a c c o r d i n g t o c o l l i e l l 4 8 1 尽管在识别流型和建立流型过渡准则研究方面存在着严重困难，由于实际上的 需要，人们还是对用简便方法判定一定的当地流动参数条件下会发生何种流型进 行了大量工作。流型图便是综合表示各种流型间过渡关系的一种简便方法。从流 体力学观点分析，不同流型间的过渡表明力平衡关系的变化。在不同情况下，这 些力对流型的影响程度又随情况不同而有很大差异。因此用一种普适的二维坐标 流型图来解决各种情况下的流型识别是很困难的，导致现有的流型图坐标参数表 达式形式繁多，常随学者主观认识而异。较为通用的表达方式是以液体流量( 质 量流量或体积流量) 和气体流量为坐标的流型图。另一方面，目前大多数流型图 仅基于少数不同种类流体在一定参数范围内的试验结果，其中极大部分的试验数 据来自空气一水的实验。因此，这类流型图的适用性是有条件的，但仍不失为识 别流型变化趋势的一种重要参考。 型过渡的准则来代替流图。 也有些学者则对某一种特定流型研究了一些流 已经积累了大量水平流道的实 验结果，绝大部分为空气一水介质的 数据，而且流道管径约为2 5 c m 。具 有代表性的有如下几种： 1 b a k e r 流型图【4 9 】 b a k e r 于1 9 5 4 年发表了一份广义 流型图，坐标为g g 泓g ，。 后来，不少学者在b a k e r 流型图基础 上进行补充修正，改变坐标参变量。 ： k ： 目 j d 岛 ( k l s 。u 图1 1 lb e l l 的修正b a k e r 流型图 f i g u r e1 1 1b a k e r f l o w m a p m o d i f i e d b y b e l l 0i_r，壮 “ d 啦州 1 绪论 目前这种流型图仍被广泛应用，特别是石油工业和冷凝器设计等方面。图1 _ 1 1 是 1 9 7 0 年b e l l 等人l s o l 对b a k e r 图的修正图，坐标参量为瓯a g t v ，这里的五和 为物性修正系数，分别为 a ： ( 鱼) ( 旦) 1 2 p 。p 。 y ： 生 ( 丝) ( 鱼) ：】l 3 o r u p i ( 1 2 ) 式中，一为表面张力，_ 为动力粘度，p 为密度。下标a 表示空气，w 为水， 其物性参数取0 1 m p a 和2 0 。c 下的值，即p 。= 1 2 0 5 k m 3 ，pw = 1 0 0 0 k g m 3 ，掣 。= 0 0 0 1 0 0 2 k g ( m - s ) ，g w = 0 0 7 2 8 n m 。下标v 和，分别代表实际两相流中气体和液 体。 2 m a n d h a n e 等人的流型图 5 1 1 m a n d h a n e 等人的流型图示于图 1 _ 1 2 ，坐标为液体和气体的表面速度以 和 。该流型图系由5 9 3 5 个实验数据 综合而成，其中1 1 7 8 个实验值属空气一 水流动，其适用范围示于表1 2 。 3 t a i t e l d u k l e r 流型图 实际上流型图又是一种判别流型过 渡的准则曲线组合图，它既提供了一定 参数范围下出现某种特定流型的区段， 又提供了特定参数坐标表示的过渡条 件。流型图种类较多，各流型图的坐标 参数组合彼此不尽相同。迄今通用的表 置 v 五c 一l - 1 l 图1 1 2m a n d h a n e 流型图 f i g u r e1 1 2f l o wm a pa c c o r d i n gt om a n d h a n e 【 表t 2m a n d h a n e 流型图的适用参数范围 t a b l e1 2 p a r a m e t e rr a n g e u s e d i n m a n d h a n e f l o w m a p 流道内径 1 2 7 1 6 5 1m m 液体密度 7 0 5 1 0 0 9 k g m 气体密度0 8 0 5 0 5 k g m - j 液体粘度 3 x 1 0 4 - 9 x 1 0 - 2 k g - m - 1 s 1 气体粘度 1 0 - 2 2 x 1 0 4 k g - m - 1 - s - l 表面张力 ( 2 4 , - 1 0 3 ) 1 0 3 n 1 1 3 1 液相表观速度 0 0 9 7 31c m s “ 气相表观速度 0 0 4 一1 7 1n l s ” 重庆大学博士学位论文 示方法可归纳为三种：( 1 ) 控制参数法，常选择气液相的流量作为主要控制参数： ( 2 ) 因次分析法，定义一组控制流型变化的无因次参数；( 3 ) 基于模型假定的半 理论分析方法。 t a i t e l 和i ) u k l e r 等人旧通过测定大气压下空气水的水平流动压力脉冲讯号， 分析压力脉冲的功率频谱( 即能量频率分 布) 来区分流型。按照谱密度讯号特征将流 型分类为分层流、泡状流、间歇流和环状流 四大类。t a i t e l 和d u k l e 根据这些实验结果建 立了一种流型过渡准则的半理论方法，成为 迄今为止较为全面的一种系统处理方法，具 有一定的普遍适用性。 t e i t e l 和d u k l e r 以图1 1 3 的分层流理想 模型为例，引入所涉及的无因次基本量： 图1 1 3 t a i t e l d u l d e r 分层流理想模型 f i g u r e1 1 3t a i t x l - d u l d e r sm o d e lf o r s t r a t i f i e df l o w 1 ) 无因次液相高度瓦，葛= h , o ： 2 ) 无因次相流通截面互，互= a h d 2 ，k = - i ，v ； 3 ) 无因次两相交界面周界互，覃：只d ：撕= 冱i j f ，只为实际相面周界。 由图示可矢口异_ 2 【一( 卜r ) 2 = d 1 一( 告- 1 ) 2 p 4 ) 无因次液相润湿周界豆，互= 鲁= 万一c o s - a ( 2 葺一1 ) 5 ) 稠次液相等效直径蜃，巨= 币4 a 1 = 4 互再； 6 ) 无因次相速度瓦，瓦= “。s 。= 影a k ，拓j ，v ； 7 ) l 。c k h a r t m a r t i n e u i 参数x ，x ：( 挈) ，( 宰) ，。 韶 韶 ( 掣) ，和冬) ，分别表示气相流量和液相流量和液相流量独自在同一流道流动时 韶韶 的摩擦压降梯度，因而l o c k h a r t - m a r t i n e l l i 参数工与两相混合物中各相的质量流速 有关，从而与无因次液相高度瓦相关。其余无因次基本量如a t 、a v 、茸、瓦、玩、 丘和亘均是蓐的一元函数，可由瓦唯一确定，因而可与x 相关。 t a i t e l 和d u k l e r 在采用一些假定后，分析各种流型在过渡时的力平衡关系，运 1 4 l 绪论 帕i 谢 0 l a n n u i l r 。d i s p e r s e d 2 o i s p o r s e dl u b b i ef l o w l i q u i df l e w 、l 1 一 _、 、0 i 2 ： ：、 、 s t r d i f i = dw = v yf l o w n t e r m i t ti n t f l o w l i 3 3存? 一1 m ! i 纛 t 0 。l 豫i1 0 1 如a t 0 11 0 2 1 0 1 0 1 。 ，o 1 t ，f 1 0 - 1 l o - z 1 0 】 图1 1 4t a i t e l - - d u k l e r 2 1 给出的流型图 f i g u r e1 _ 1 4f l o wp a t t e r n si nh o r i z o n t a la n di n c l i n e dt u b e s ，a c c o r d i n gt ot a i t e la n dd l 】l d e r 【5 2 1 用上述无因次基本量获得了几组描述流型过渡的无因次参数量、f 、r 与z 的曲 线，并将实验结果汇集于一图，示于图1 1 4 。 1 ) 过渡a ( 曲线1 ) 过渡一描述分层波状流和间歇流之间的过渡，或者表示分层波状流和弥散环 状流之间的过渡。假定当气相通过波形交界面的波峰处受到加速，产生局部压力 降落，使峰部同时受到抽吸作用。若抽吸力大于峰部重力效应时，液峰便会扩大。 导出过渡准则为 砭一d a i ，：去：二当1 ( 1 3 ) c 2一 式中，c ；1 一 j f = 警= 【1 一( 2 瓦一1 ) 2 2 ，f 为修正f 融数，定义为 j ，p ：” ( p f p ，) ”2 ( d g c o s a ) ( 1 4 ) 式中，口为流道水平倾斜角。对于水平流道，目= 0 ，于是 f = 画丽j , p ? 2 ( 1 5 ) 瓦值大小影响流型过渡种类。一般小瓦时，形成环状流或者弥散环状流。瓦大 时，可能向间歇流过渡。波峰被气流直接推动，一起向前流动，构成半弹状流； 0 ltik 重庆大学博士学位论文 或者液峰达到管顶并与管顶接触构成弹状流。 2 ) 过渡b ( 曲线2 ) 过渡b 表示间歇流与弥散环状流之间的过渡。假设i 超过o 5 时发生这一过 渡。h ，= o 5 所对应的盖值为z = 1 6 。 3 ) 过渡c ( 曲线3 ) c 型过渡代表纯分层流和分层波状流之间的过渡。目前，平滑交界面转变为 波状交界面的机理仍然很不清楚，众说不一。t a i t e l 和d u k l e r 主要基于k e l v i n h e l m h o l t z 稳定性理论拟合实验数据，其过渡准则为 k 2 0 玩玩( 1 6 ) k ：a 2 r e f ：_ l 堕( 1 7 ) ( p f p ，) o g c o s 0i , l 、7 式内r e ，= j i d v t 。得到描述过渡特征的世石关系。 4 ) 过渡d ( 曲线4 ) d 型过渡描述间歇流和弥散泡状流之间的过渡特征。在弥散泡状流下，小气 泡弥散在连续液相内，当液相的湍流脉动效应大于气泡浮力时，就会阻止气泡聚 合在流道顶部。否则，便会形成间歇流。由此导出了如下过渡准则 r z =! 墨笔 只 f ( 玩d z ) 1 ( 1 8 ) 式中r 为 ( 孥) ， 丁= 【_ 粤_ 一 i 2 ( 1 9 ) 。( p ，一p ，) g c o s 0 。 、 上式中，n 是摩擦系数关系式中r p 数的指数，湍流时n = 0 2 ，层流n = 1 0 。显然不 等式右边诸量由h t 唯一确定，于是可得丁一z 关系描述这一过渡特性。 t a i t e l 和d u l d e r 运用上述半理论方法比较了m a n d h a n e 的实验流型图，两者结 果非常一致，如图1 1 5 。 由此看来，采用不同无因次参数坐标描述不同种类流型间的过渡特性似乎更 为合理，而且可以外推到相当宽的管径和物理参数范围。但是与w e i s m a n 等人的 实验5 4 , ”】进行b e 较时差异较大，其原因是： 1 )此半理论方法不适用于粘性高的流体( 如甘油溶液等) ，但预测具有低 和中等粘性的层状流和间歇流之间的过渡特性相当好。 2 ) 间歇流和弥散泡状流之间的过渡，实验呈现显著的表面张力效应，虽然 其数值不是很大。但是，半理论方法中，控制该过渡的无因次变量r 内并未考虑 1 绪论 表面张力因素。 3 ) 半理论方法人为地规 定h t = o 5 对应于间歇流和弥散环 状流过渡准则，并不完全合理。 基于这些原因，w d s m a n 等 人又提出了另外一套刻画各类过 渡的无因次参数坐标组合及准则 式，并与w e i s m a n 自己的实验符 合得相当好。但是他的方法缺少 一种系统地贯穿于各过渡准则的 物理机理假设，带有更大的任意 性，因此在现在的流型研究中还 是t a i t e l - - d u k l e r 方法使用较多。 品。飘i - 计算曲拽实硷曲妲 图1 1 5t a i t e l d u k l e r 方法与m a n d h a n e 实验比较 f i g u r e l , 1 5 c o m p a r i s o n o f t a i t e l - d u k l e r m e t h o da n d e x p e r i m e n t a lr e s u l t so f m a n d h a n e 1 4 2 螺旋管内两相流型与压降 螺旋管内两相流动的流型研究文献中多阻绝热状态下的空气一水两相流动为研 究对象，这时候螺旋管可用有机玻璃或者透明塑料管弯制而成，实现可视化观察。 西安交通大学的陈学俊等人在这方面进行了比较系统的研究工作【3 ”。他们分 别对立式向上流动、立式向下流动、卧式螺旋管等不同流动方向进行了细致的实 验与理论分析，确定了螺旋管内的各种流型及各流型之间转变的判据。下面以立 式螺旋管向上流动为例，介绍其主要研究结果。 实验管圈使用内径2 2 m m 、壁厚4 m m 的有机玻璃管弯制而成，d d = 5 8 6 0 1 3 6 ， 螺旋上升角a = 1 2 1 2 0 。实验气、水速度范围：水折算速度g l s 为o o 和2 7m s ，空 气折算速度u g $ 为0 2 1 8m s 。 观察到螺旋管中气液两相流流型类似于水平管中观察到的流型，有分层流、 柱塞状流、波状流、块状流、分散泡状流以及环状流等。分别以气相、液相折算 速度为横纵坐标，绘制出了各流型之间的转变关系曲线，并且提出了各流型问转 换的关联式，如图1 1 6 所示。 随着螺旋上升角a 的增加，波状流向环状流或弹状流转换的边界曲线向水流 量较小的方向缩小，柱塞状流向弹状流转换的边界曲线向气流量较小的方向移动。 当a = 1 2 0 时，在实验气、水流量范围内已经观察不到波状流。角对向环状流或 向分散泡状流转换的边界曲线几乎没有什么影响。随着螺旋直径d 的减小，弹状 流与环状流、柱塞状流与弹状流之间的转换边界曲线向空气流量较小的方向移动， 前者移动幅度较小；波状流向环状流或弹状流转换的边界曲线向水流量较小的方 向略有缩小。随着d 的减小，在同样的气流量下，向分散泡状流转换的水流量增 重庆大学博士学位论文 j 口- 玑蠢善一 - l - t ，廖_k 糖l 。- i i 1 钆 1 1 i | t 纛t 纛? ，曼黝0 鲁t 膏i 茔f 。l 乡 粼d j 董燃 。 箩 嘲! ：蓐攮麓 。 耄 收羹 b 1 妻 霉专 。三置 ，。 1 爹 参 牲麓一羹t t t 敏 往善懿 - t d - r 口- 群 t l 。o -k 2 1 3 f ，s 。扛_k 艟l _ l鲁t 蠢t 。基l 矗纛 舟t 纛犍鼍_ 。f 删乌 一，。，” 占- 神 - 掣 乡 收t ：玮捷蠢 秀 筑 ： ：蓐撬纛 ii 拣蠢 烊簟 毳 ? ： - l 爹 少 i 辱 一 _j 撞謇犊重 攘 鼍毪鬟拣冀剿 t 自棚， 图1 1 6 螺旋管内空气一水两相流流型 f i g u r e1 1 6 a i r _ w a t 日f l o w p a t t e r n s i n t h e h e l i c a l t u b ea c c o r d i n g t o 3 1 】 加，转换边界曲线在流型图上的斜率也有增加的趋势。 在管内气一液两相流动情况下，当取管子的内径为特征尺寸时，则作用在流体 上的力可分别表示为：惯性力( o 5p “2 ) 、粘性力( u d ) 、重力( p g 矗) 和表面 张力( a d ) ，由此陈学俊等引入了如下无量纲参数： r e = 型：型垫0 1 “柏。l 伍t # l 刀i w e ：一, o u 2 d ：堕 ( 1 1 1 1 乃：一1 , 12 ：堂垄 g d 重力 堙= 厩蔷 f 1 1 2 ) ( 1 1 3 ) ( 1 1 4 ) 再加上折算速度比u l p u g s 、密度比p pg 、粘性系数比f 止g 和螺旋管结构参数 l 绪论 d d 、螺旋上升角a 等，即可比较全面地来描述各种流型之间的相互转换。 出了以下几条转换边界曲线： 1 、波状流向间歇状流或环状流转换边界曲线： 。- s 5 硼瞄州“叩岫叶0 4 5 = 斛9 2 、间歇状流向环状流转换边界曲线： 缸”叫扩7 - o s 倒“0 3 3 、间歇状流向分散泡状流转换边界曲线： 岸 b 知r ”以s ( 铲( 才盼6 由此得 ( 1 1 5 ) ( 1 16 ) ( 1 1 7 ) 计算中各有关常数取值如下： j 9l = 1 0 0 0 k g m 3 ， p 户1 3 k g m ， 口= o 0 7 n m ， 厶= 1 0 x1 0 。k g m s ；g = 9 8 m s 。， d1 l ( a p a x ) 伽l = c 亡几“u 2 二 其中，摩擦系数疋。按照i t o 公式计算： 慨。_ o 0 7 9 【r e p d ) 2 h ( 1 1 8 ) 螺旋管内气一水两相流中一个比较有趣的现象是“液膜倒置”。一般认为，由 于液相密度远较气相密度大，因而所受的离心力也较大，故液相倾向于分布于螺 旋管的外侧。然而，b a n e r j e e 在1 9 6 7 年观察到“液膜倒置”现象【5 。他用空气和 水进行了实验，发现在螺旋管中当质量含汽率x 值较大即气相速度很大，而液相 速度较小时，液膜部分则位于螺旋管的内侧。陈学俊则指出他早在1 9 6 1 年进行弯 管内两相流动特性的实验研究时就已经观察到这种现象，比b a n e r j e e 早了6 年【3 1 1 。 在螺旋管内两相流动压降方面，陈学俊等人也做了很多有益的工作【3 l 】。绝热 和非绝热两种情况，他们都进行了实验，并提出了计算螺旋管内两相流压降的计 算式。以加热条件下，水一蒸汽的流动为例，其实验结果和理论分析都表明，螺 旋管的曲率直径和管子直径之比占( = d d ) 越大，两相摩擦阻力也越大。由于离心力 的作用，主流被叠加了二次流，于是两相流体产生沿截面径向和切向流动，故螺 旋管两相摩擦阻力大于相同工况下直管两相摩擦阻力。在其实验加热热流密度范 围内( o o 5 7m w m 2 ) ，加热和不加热对螺旋管两相摩擦阻力影响不大，两种情况 下的实验数据可用同一个计算式来关联。 1 9 重庆大学博士学位论文 其它的研究报道还有： w h a l l e y ( 1 9 8 0 ) 忙”用内径2 0 2 m m ，壁厚o 9 m m 的铜管弯制成直径l m ，螺旋 升角为6 0 的螺旋管，用空气水两相混合物做了实验，在测量位置加入一小段有机 玻璃管实现对流型的观察。作者观察到了分层流向环状流的转变，并分别以气、 液相折算速度为横纵坐标，给出了两种流型的转换边界曲线。还测量了环状流区 沿管周向的局部液膜厚度分布、液膜流率和压降。 0 n a l 等( 1 9 8 1 ) 32 】报道了加热状况下螺旋管内水蒸汽两相流动压降的实验结 果，提出了经验关系式，与实验值的偏差为2 0 。 h a r t 等( 1 9 8 8 ) 【5 8 】在实验基础上给出了螺旋管内气液流动“径向”压降的计 算式，该式适用于小的液体夹带率(