汽泡生成状态对沸腾传热影响的实验研究

1、第10卷1期2002年3月应用基础与工程科学学报V ol. 10,N o. 1M arch 2002JOURNA L OF BASIC SCIE NCE AND E NGI NEERI NG文章编号:100520930(2002 201200063205中图分类号:TK124文献标识码:A汽泡生成状态对沸腾传热影响的实验研究周定伟1, 刘登瀛1, 马重芳2(1. 中国科学院工程热物理研究所, 北京100080;2. 北京工业大学环能学院, 北京100022摘要:就常规沸腾下的汽泡生成状态对沸腾传热强弱的影响进行了实验及机理研究. 结果表明:诱发传热表面上汽泡的成核可使沸腾换热强化, 相反, 沸

2、腾传热减弱.关键词:声空化, 沸腾传热, 纳米颗粒, 射流冲击沸腾传热因具有高的换热系数而受到广大传热工作者的密切关注. 然而, 对沸腾传热开展研究往往是从传热表面状况、液体温度、液体流动速度1和外加场等对沸腾传热T sat 和/或的影响入手, 或建立一定的数学物理模型以计算沸腾换热系数. 前者以q 2h 2q 两种形式给出实验结果进而描述沸腾传热的宏观现象, 而后者在大多数情形下只能将计算值与沸腾传热的宏观实验结果进行对比, 以图揭示沸腾传热的内在机理. 因此, 上述两种研究方法均是从宏观的角度对沸腾传热展开研究的. 本文结合声空化强化沸腾传热的机理首次从汽泡生成状态入手对沸腾传热进行研究.

3、1实验设备及实验方法声空化强化水平圆管外沸腾传热实验系统及实验件见注解. 声空化是由超声电子发生器和压电超声换能器联机产生. 热电偶布置如图1所示. 8根热电偶布置在3个横截面A 、B 和C 上, 现定义T A 、T B 和T C 均为所处截面上热电偶读数修正值的算术平均值.实验时, 先将超声换能器末端插入丙酮液池20mm , 调节好空化强度, 然后慢慢增加实验件的电流和电压, 待系统稳定后记录实验件和图1热电偶布置Fig. 1Schematic lay out of therm ocouple 收稿日期:2001207225; 修订日期:2002201205基金项目:国家重点基础研究发展规划

4、项目(G 2000026305作者简介:周定伟(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周定伟, 刘登瀛, 马重芳, 等. 声空化场下水平圆管沸腾换热的实验研究A.见:过增元(编 . 中国工程热物理学会第十届年会论文集C

5、.青岛:山东大学出版社,2000液体温度及声空化参数等值; 当温度处于沸腾起始点附近时, 要缓慢增加实验件功率, 以壁温升高1为准, 以便观察温度过头的现象, 直至进入充分发展的核态沸腾.热流密度q ”=UI/S , S 为传热面积, U 和I 分别为通过实验件的电压和电流. q ”和T w (局部壁面温度 的不确定度分别小于5. 5%和1%.射流冲击实验系统及实验方法见文献2.2实验结果及讨论2. 1诱发汽泡胚胎成核与沸腾传热强化2. 1. 1声空化场声空化场对沸腾传热的影响示于图2. 当液体过冷度(T sub 和空化距离(L 一定, 无声空化场时水平圆管B 截面周向各点处的沸腾曲线均出现了

6、沸腾滞后现象, 且温度过头值高达22. 3K; 当空化强度I =0. 3A 时, 温度过头消失, 水平圆管B 截面周向各点处核沸腾曲线均相应向左发生明显移动, 但幅值不同. T 3, T 4, T 5和T 6分别代表了水平圆管图2空化强度的影响Fig. 2Cavitation intensity effect 同一截面下、前、上和后四个点处的局部温度, 由图可见, 声空化场的存在对各点温度的影响不尽相同, 按影响强弱顺序依次为:T 5, T 6, T 4和T 3. 这说明, 当空化汽泡束冲击传热表面时, 正对着空化汽泡束的壁面温度(T 5 最低, 而背对着的壁温(T 3 最高, 管壁两侧处的温

7、度居中. 它导致了同一热流密度下因声空化场存在而使壁面最高和最低温度之差值增大, 即同一截面上局部换热系数不均匀程度加剧 .图3声空化场对沸腾传热的影响Fig. 3In fluence of acoustic cavitation field on boiling heat trans fer上述结果的发生是因声空化场存在所致. 无声空化场时处于池沸腾换热状态下水平圆管上、下表面的局部换热系数不一样, 其换热能力是上表面强于下表面. 这是因为, 虽然下表面因热产生的浮力而使之温度边界层厚度减薄, 换热系数有所提高. 但是, 下表面赖以散失热量的载体2汽泡胚胎沿管壁上升:一方面在不断与上表面产生

8、的汽泡胚胎合并长大后脱离传热表面并带走大量的汽化潜热, 另一方面, 它对上表面的热边界层具有扰动作用从而带走一部分显热. 两者共同作用的结果是显著提高了水平圆管上表面的换热系数. 从配有38mm 广角镜头、型号为K ODAK DC120数码相机拍摄的照片来看(见图3 , 无声空化场下水平圆管沸腾时下表面不见有任何汽泡存在, 而当声空化场存在时, 水平圆管上、下表面均存在大量空化汽泡. 正是因为这些空化汽泡的存在, 一方面给传热表面提供了大量的核化胚胎, 它诱发了传热表面上汽泡胚胎的核化使之提前起沸, 从而降低了传热表面的沸腾起始过热度, 导致因工作液体润湿能力强而产生的沸腾滞后现象消失; 另一

9、方面, 在水平圆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, 对相间能量传递具有强化作用, 从而使参与沸腾传热实际表面积大大增加. 这就是声空化强化沸腾传热的内在机理.2. 1. 2液体过冷度液体过冷度对沸腾换热的影响是传热学界历来就有争议的问题之一. 图4给出了水平圆管B 截面周向各点的池沸腾曲线随液体过冷度的变化. 由图可见, 随着液体过冷度增加,B截面周向各点的核沸腾曲线均明显向左相应移动, 即池沸腾传热受到强化, 相应地, 沸腾起始热流密度增加, 然而, 沸腾起始壁面过热度及温度过头值均降低. 这与图4液体过冷度的影响射流冲击下液体过冷度的影响一致2,4.Fig. 4Flu

10、id subcooling effect 但是, 液体过冷度增加对水平圆管同一截面上各点的传热强化效果不同, 如q ”=15152W/m 2时, T 3由109. 4降低至95. 4, 降幅为15, 而T 5由93. 6降低至77. 4, 降幅达16. 2.造成上述结果的原因是:随着液体过冷度增加, 处于池沸腾传热状态的水平圆管上、下表面的热边界层厚度均减薄, 这强化了对流传热; 同时, 液体的表面张力增加4, 而实验时溶于工作液体中的非冷凝性气体的活性却降低, 两者均有利于传热表面上赖以起沸的孔穴诱捕到残余气体, 换句话说, 传热壁面上孔穴捕捉气体的能力增强, 捕捉到气体的孔穴尺寸相应增大,

11、 因而, 壁面起沸过热度降低2; 与此同时, 随起沸孔穴尺寸增加而相应增加的成核汽泡将带走更多的热量, 即提高了沸腾换热强度.2. 2抑制汽泡成核与沸腾传热减弱2. 2. 1工作液体中添加纳米颗粒当声空化场参数一定, 相同过冷度下有、无纳米颗粒时水平圆管同一截面周向各点局部沸腾传热曲线如图5所示. 右斜系指超声换能器相对实验件中点先向右移动60mm , 再水平向外横向移动40mm (见图1 . 由图可见, 纳米颗粒的存在抑制了沸腾滞后的发生, 且同一热流密度时管壁上局部最高与最低温度之差增加; 同时, 添加纳米颗粒使得声空化场对传热表面局部温度的影响强弱发生了变化, 它体现在纳米颗粒添加后T

12、6成为B 截面上最高温度, 而不再是T 5.添加于工作液体中的纳米颗粒因声空化场的乳化作用而均匀分布. 分散于液体中的66应用基础与工程科学学报V ol. 10纳米颗粒阻碍了空化汽泡的生成和运动,又因重力的作用而无法附着于传热下表面上, 后者使得纳米颗粒对T 3处的局部温度影响很小, 而前者却使声空化场对该处的影响减弱, 两者共同作用的结果导致了T 3处汽泡胚胎成核能力降低, 沸腾传热强度减弱, 即沸腾曲线向右移动; 对于上表面而言, 纳米颗粒尺寸远小于传热表面上用以起沸的核化孔穴尺寸2, 分散于工作液体中的纳米颗粒在声空化场作用图5纳米颗粒的影响下会进入传热表面孔穴内, 传热表面因纳Fig.

13、 5Nanometer particle effect米颗粒的覆盖而使其粗糙度降低, 此时,热流密度只有增加到足以使比原来用以起沸的孔穴尺寸更小的孔穴活化, 传热表面才开始起沸, 即纳米颗粒的添加抑制了传热表面孔穴内汽泡胚胎成核, 在相同实验条件下传热表面无法以汽化潜热的形式散失热量而只能处于单相对流传热状态, 相应地, 沸腾起始壁面过热度增加. 由文献可知, 该处局部沸腾曲线将向右移动. 图5的实验数据表明T 5处的沸腾曲线确实是大幅度地移向右边, 即沸腾换热能力降低 .2. 2. 2圆形液体射流高速冲击驻点圆形液体射流速度不超过10m/s 时, 相同过冷度下的池核沸腾和冲击核沸腾曲线可以用

14、同一关联式来表达5. 但是, 液体射流冲击驻点的速度超过10m/s 后, 由图6可见, 冲击核沸腾曲线会明显向右偏离相同过冷度下的池核沸腾曲线1,3. 周定伟和马重芳1认为, 高速液体射流冲击驻图6高速射流冲击沸腾曲线Fig. 6Jet impingement boiling curveswith high exit velocity 点时传热面上的液体饱和温度受其上压力分布的控制, 因液体在冲击驻点后速度突然减小至零导致压力上升, 从而使得工作液体饱和温度上升, 并据此对沸腾曲线和液体过冷度进行了修正. 修正后的冲击核沸腾曲线大幅度向左移动, 分别位于相同过冷度池核沸腾曲线的左边.下面从汽泡

15、生成状态的角度来分析冲击核沸腾曲线向右移动的原因. 液体射流冲击传热表面时, 因液体流动方向与传热面垂直导致热边界层非常薄, 这就是射流冲击换热能力非常高的缘故; 又因R113液体具有低的表面张力和低的润湿角, 传热表面上较大尺寸的孔穴为液体所淹没, 用以起沸的孔穴因捕捉不到气体导致汽泡胚胎无法生成, 传热壁面只能以导热和对流的形式散失热量, 只有当热流密度增加到一定值时, 传热壁面孔穴内的见第63页脚注N o. 1周定伟等:汽泡生成状态对沸腾传热影响的实验研究67汽泡胚胎才会开始生成、长大并脱离, 沸腾因此开始; 由于汽泡的生成、长大及脱离均是在传热表面孔穴内进行的, 而射流冲击速度的影响却

16、无法到达孔穴内, 因此, 沸腾起始温度与之无关. 但是, 当液体射流冲击驻点的速度超过10m/s 后, 传热表面孔穴内生成的汽泡会被流动的冷液体击破, 高速流动的液体带走大量的显热, 汽泡成核却带走大量的汽化潜热, 两者均使换热系数显著提高, 此时汽泡虽成核却不易长大, 且通过传热壁面的热流密度很高时仍然维持较低的壁面过热度. 随着热流密度的进一步增加, 传热壁面逐渐地从单相受迫对流传热过渡到充分发展的核沸腾传热. 液体射流冲击对孔穴内汽泡成核的抑制作用随着射流速度的增加而逐渐增强, 当速度高于10m/s 时, 壁面传热终因此而导致沸腾曲线偏离相同过冷度下的池核沸腾曲线.3结论本文从传热表面上

17、汽泡生成状态入手, 实验及理论研究了声空化场和液体过冷度对汽泡成核的诱发作用及纳米颗粒和圆形液体高速冲击驻点时的射流对汽泡成核的抑制作用与沸腾传热强弱的关系. 抑制传热表面上汽泡的成核会使沸腾换热强度减弱, 相反, 沸腾传热则受到强化. 因此, 汽泡成核与否不仅表明了热量是以何种形式散失的, 而且还决定了沸腾曲线的斜率和位置.参考文献1周定伟, 马重芳. 强润湿性液体圆形浸没射流冲击核沸腾传热的实验研究J.工程热物理学报,2001, 23(增 :1091122周定伟, 马重芳, 刘登瀛. 强润湿性液体起沸状态的实验及理论研究J.应用基础与工程科学学报,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周定伟, 马重芳. 圆形液体浸没射流冲击核沸腾传热的实验研究J, 自然科学进展. 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