傾斜螺紋孔射流傳熱特性的數值研究

徐亮,熊堰宏,席雷,高建民,李云龍

(1.西安交通大學機械制造系統工程國家重點實驗室,710049,西安;2.廣東西安交通大學研究院,528000,廣東佛山)

沖擊射流作為一種最有效的單相介質對流傳熱強化技術,被廣泛應用于燃氣輪機渦輪葉片冷卻,電子元器件冷卻,紡織品、紙張干燥,冶金工業等。在實際應用的某些場合,由于空間受限,射流孔不得不采用傾斜布置,如渦輪葉片前緣沖擊冷卻孔的布置形式。近年來,諸多學者發現在提升靶面傳熱性能方面,旋轉沖擊射流比傳統的圓孔射流要好得多[1-4]。雖然在渦輪葉片中使用旋轉沖擊射流進行冷卻會使葉片結構變得更加復雜而難以加工,但隨著金屬增材制造技術的發展,為設計和制造復雜冷卻結構的渦輪葉片提供了可能[5-6]。根據現有文獻,傾斜態沖擊射流傳熱研究采用的射流噴嘴基本以圓孔和狹縫為主[7-17],而對旋流噴嘴下的沖擊射流傳熱特性鮮有研究,因此有必要研究傾斜態旋轉沖擊射流的傳熱特性,為設計高效新型的沖擊冷卻方法提供重要參考。

在實驗研究方面,Yoon等研究了傾斜狹縫沖擊射流對加熱板傳熱特性的影響,指出隨著傾斜角減小,滯止點向板面上方移動,板面上方局部的努塞爾數Nu大于板面下方的Nu[7]。Yan等研究了傾斜圓孔沖擊射流,發現沖擊角和沖擊距離越小,最大傳熱點向上游方向轉移越明顯[8]。Donovan等的實驗發現,傾斜態圓孔射流的Nu峰值點與滯止點重合,滯止點位移與射流沖擊角的大小成反比,而與射流沖擊距離無關[9]。Sparrow等認為圓孔射流隨著傾斜角的增大,沖擊靶面Nu峰值點遠離射流沖擊中心,最大傳熱點上游局部傳熱系數下降較下游要快,且最大傳熱系數下降約15%～20%[10]。Goldstein等對傾斜圓孔射流時板面的局部溫度和熱流密度進行了測量,得出在沖擊距離和沖擊角一定的情況下,垂直射流近峰區域(0

在數值模擬方面,Bhagwat等采用V2F模型研究了傾斜態圓孔沖擊射流,在板面傾斜的情況下,其上端Nu也急劇減小,而在板的下部,Nu減小較為緩慢[15]。Chuang等采用k-ε模型分析傾斜沖擊射流,結果表明,當傾斜角減小時,左側再循環區域減小,右側再循環區域增大,靶面上的最大壓力區域位置向左移動并且數值減小[16]。陳慶光等的數值模擬結果表明,傾斜角減小時,左側回流區變小,而右側回流區變大,最大壓力區和最大湍動能區向流場的左側移動[17]。

綜上可知,傾斜入射的沖擊射流能導致靶面Nu峰值點向靶面上游方向轉移,且最大Nu隨著傾斜角的減小而增大,但會導致靶面的傳熱性能明顯惡化。在文獻[3]中,本課題組對類螺紋孔旋轉垂直射流進行了研究,發現螺旋角為45°的類螺紋孔旋轉沖擊射流使得靶面有較好的對流換熱效果,本研究對該螺紋孔在傾斜態時射流沖擊靶面的流動和傳熱特性做了進一步的探索。首先基于文獻[3]中垂直旋轉沖擊射流和文獻[9]中傾斜圓孔沖擊射流的實驗數據,選擇適合計算傾斜態旋轉沖擊射流流動及傳熱特性的湍流模型,論證了本文發展的傾斜態旋轉沖擊射流的數值計算方法的可靠性。然后,通過改變傾斜角α、沖擊距離H/d、入口雷諾數等影響因素,并結合圓孔沖擊射流,較為詳細地對比分析了傾斜態45°類螺紋孔射流和旋轉射流沖擊靶面的流動和換熱特性。

1 模型及數值計算方法

本文選取文獻[3]中的螺旋角為45°的類螺紋孔來形成旋轉射流,其基本尺寸與文獻[3]中保持一致,類螺紋結構和傾斜旋轉射流計算模型如圖1所示。在傾斜態,由于旋轉沖擊射流靶面溫度分布不均勻,為了數據的一致性,本文選取靶面上直線r(直線r與x軸正向夾角(方位角)為β)和平面z0(xoy平面)的數據進行分析,其位置如圖1b所示。靶面上0°≤β≤90°的范圍為靶面下游方向,90°<β≤180°的范圍為靶面上游方向。

(a)類螺紋孔結構

(b)計算模型圖1 類螺紋孔結構及傾斜旋轉射流計算模型

(a)多塊結構化網格

(b)網格獨立性檢驗(α=45°,H/d=4)圖2 結構化網格及網格獨立性檢驗

在計算模型中,入口管道長為10d,以確保氣流在管道內已充分發展,三維模型長×寬×高為300 mm×300 mm×110 mm。計算網格為多塊結構化網格,采用ICEM CFD軟件繪制,近壁面第一層網格尺寸為0.001 mm,網格增大因子為1.2,網格模型如圖2a所示。為了消除網格對計算結果的影響,進行了網格獨立性檢驗,以靶面Nu變化在2%以內視為計算網格具有網格無關性,如圖2b所示。計算求解采用商業軟件Fluent18.0,湍流模型選用SSTk-ω模型,求解方法為壓力基Simple算法,選取二階迎風格式。模型邊界條件如下:射流入口為質量流量入口,入口氣流溫度為300 K,湍流度為5%;不銹鋼靶面厚度為1 mm,靶面熱流密度q=1 kW/m2。

本文的數據處理方法如下。

局部傳熱系數為

c=q/(Tw-Tin)

(1)

雷諾數為

(2)

努塞爾數為

Nu=cd/k

(3)

平均努塞爾數為

(4)

(a)α=90°(q=1 kW/m2) (b)α=90°(q=15 kW/m2)

(c)α=75°(q=15 kW/m2) (d)α=60°(q=15 kW/m2)圖3 不同湍流模型的靶面Nu(β=0°)

為驗證本文計算模型的可靠性,選取文獻[3]中旋轉射流實驗數據和文獻[9]中不同傾斜角(60°、75°、90°)的圓孔射流實驗數據進行驗證,圖3給出了不同湍流模型計算出的靶面Nu。從圖3a中可以看出,由于垂直旋流時滯止區域(r/d≤3)是層流和過渡發展區域,故采用湍流模型的計算結果都明顯偏高,誤差較大(可達30%以上)。對于圓孔沖擊射流,湍流模型計算結果都很難捕捉到靶面上第二峰值的波動,這與文獻[15]數值計算結果一致。就與實驗結果的吻合度來說,使用SSTk-ω模型的計算結果與上述文獻的實驗數據最為接近,所以本文采用該模型來計算傾斜條件下的旋轉沖擊射流。

2 數值計算結果及分析

為研究傾斜角為45°的類螺紋孔沖擊射流的流動特性和傳熱特性,本文主要從射流傾斜角、沖擊距離、雷諾數這些因素來探討它們對射流空間流場以及靶面傳熱特性的影響,并結合傳統圓孔進行對比分析,具體選擇的工況參數如表1所示。

表1 本文研究的工況參數

2.1 流場特性

圖4為Re=6 000、H/d=2時不同傾斜角下圓孔射流和旋轉射流在z0平面內的流線及速度分布圖。當垂直射流(α=90°)時,無論是圓孔射流還是旋轉射流,流場和速度場均呈對稱分布。在圖4a中可以明顯看到光滑圓孔高速沖擊射流對周圍空氣的卷吸作用,使得射流與外部卷吸而入的氣流在r/d=±13.5處形成旋渦。在垂直旋轉射流空間中,由于旋轉射流對外部氣流的卷吸作用更強,可以看到旋渦的位置相對于光滑圓孔射流更加靠近靶面中心,出現在r/d=±12處。同時,由于類螺紋內螺紋的阻塞作用,更多的氣流涌現在孔中心線區域射出,相比光滑圓孔垂直射流中心線射流速度要更大,其勢流發展作用區更長。

(a)α=90°

(b)α=75°

(c)α=60°

(d)α=45°圖4 不同傾斜角下圓孔和旋轉射流在z0平面內的流線及速度分布圖

當α=75°時,圓孔射流有較多的氣流向板面下游方向流走,射流對板面上游方向氣流卷吸作用增強,使得上游方向壁面射流發生位置相對于垂直射流有所提前,因而形成的卷吸旋渦在向靶面中心靠近的同時還有所擴大。對于旋轉射流,靶面上游的旋渦同樣在向靶面中心移動,與圓孔射流所不同的是此時的旋渦有所減小并且出現了兩個牽連旋渦。這是由于向靶面上游方向流動的氣流與靶面上游的卷吸而入的氣流相互沖突,先在r/d=-7處形成一個旋渦,此外旋轉射流存在一個切向速度,因而與后面卷吸而入的氣流在r/d=-15處再次形成一個旋渦;對于旋轉射流的下游區,由于旋流壁面射流的提前,可以看到出口區域的夾帶旋渦位置也隨之提前,同時壁面邊界層的厚度也相應增大,這將會削弱壁面這一區域的換熱性能。

當傾斜角進一步減小到60°時,圓孔射流靶面上游方向的旋渦移動到r/d=-7處,此時的旋渦進一步擴大,但仍有部分氣流從上游方向逸出;在靶面下游方向,此時的壁面射流發生位置更加提前,壁面射流速度衰減較快,在遠離靶面中心的低速區域邊界層逐漸擴大,使得下游方向的旋渦幾乎無法完全形成,如圖4c所示。旋轉射流對外界氣流強烈的卷吸作用使得在靶面上游方向幾乎沒有射流逸出,但由于反彈的氣流含有旋轉切向速度分量,將在射流滯止區域附近r/d=-4處形成一個很小的類壁角旋渦;在靶面下游方向,同樣由于滯止區后部的旋流壁面射流的提前,先與卷吸進入的氣流形成一個碰撞旋渦,隨后由于出口氣流速度很大,在其上部又形成了一個夾帶旋渦,因而在圖4c中可以看到下游出口區域有兩個旋渦。

當傾斜角增大到45°時,圓孔形成的射流幾乎全部沿著下游方向流走,靶面上游方向氣流速度極低,旋渦擴展到最大,上游方向基本無氣流逸出,因而該區域的壁面對流換熱效果削弱最強。對于旋轉射流:卷吸而入的外部氣流流速大于向上游部分流動的射流流速,再由于導流元件距離靶面很近,氣流發展空間十分狹小,因而僅在螺旋導流元件的滯止區內產生兩個較小的滯止旋渦;在下游方向,由于壁面射流的位置提前,使得此時的旋渦相對于α=60°時略微向外擴展。

總體而言,對于光滑圓孔射流,減小傾斜角會使靶面上游方向的旋渦向靶面中心移動,旋渦會逐漸擴大,而下游方向的旋渦無明顯變化。對于旋轉射流,隨著傾斜角的減小,靶面上游方向的旋渦在向靶面中心移動的同時逐漸縮小,而下游方向旋渦的數量、大小及位置隨著傾斜角的改變有相應變化。在同一傾斜角下,靶面上游方向旋渦的位置更加靠近靶面中心,而且旋轉射流軸向速度夾帶能力很強,所形成的旋渦要比圓孔射流所形成的旋渦小,且位置更向出口區域(r/d=-17)發展。其次,對比旋轉射流和圓孔射流的速度云圖,可以明顯發現,由于導流元件的影響,旋轉射流出口處氣流流速明顯比圓孔射流要高,這將使得旋轉射流靶面中心滯止區附近的對流換熱強度高于圓孔射流。

圖5為Re=6 000、α=60°的圓孔和旋轉射流在z0平面內的流線及速度分布圖。相對于H/d=2(圖4c)的情況,H/d=4時的圓孔射流,靶面上游方向卷吸氣流形成的旋渦縮小,位置出現在r/d=-9處,旋渦遠離靶面中心,而在靶面下游方向的旋渦同樣遠離靶面中心。對于旋轉射流,由于在上游區域的空間增大,從旋流噴嘴流出的氣流反彈后能得以充分發展,這樣在滯止區附近的上游方向旋渦明顯增強,而在下游區域由于軸向氣流的流出和卷吸進入的氣流在出口區域僅形成了一個旋渦。H/d=6時,圓孔射流上游和下游方向的兩個旋渦都更加遠離靶面滯止中心,然而旋轉射流上游方向旋渦在遠離靶面滯止中心發展的同時還出現了第二個卷吸旋渦,對于下游區域,主要是軸向速度的氣流在大空間內較為順暢地流出,夾帶氣流與卷吸而入的氣流碰撞在出口區域形成旋渦,因此與H/d=4時相比,靶面下游方向的旋渦沒有明顯的變化。

(a)H/d=4

(b)H/d=6圖5 不同沖擊距離下圓孔和旋轉射流在z0平面內的流線及速度分布圖

由圖4c、圖5速度分布云圖可知,隨著沖擊距離的增大,圓孔射流和旋轉射流在下游方向的速度邊界逐漸加厚。與圓孔射流所不同的是,旋轉射流對氣流的卷吸作用更明顯,因而其導流元件出口處高速氣流區域擴展分布更加廣泛(沖擊距離越大,現象越明顯)。

(a)Re=12 000

(b)Re=18 000

(c)Re=24 000圖6 不同雷諾數下圓孔和旋轉射流在z0平面內的流線及速度分布圖

圖6為α=60°、H/d=2時不同雷諾數下圓孔和旋轉射流在z0平面內的流線及速度分布圖。結合圖4c可以看出,當雷諾數由6 000增大到12 000時,靶面上、下游方向旋渦均會隨之遠離靶面滯止中心。當Re=18 000時,圓孔射流上游方向出現第二旋渦(r/d=-14處),該第二旋渦是由于第一旋渦(r/d=-9處)所形成的卷吸氣流和向外逸出的射流與外部吸入的氣流相互碰撞而產生的。當Re=24 000時,靶面上游方向只有一個旋渦,下游方向旋渦與Re=18 000的流動特征相比無明顯變化。對于旋轉射流來說,增大雷諾數,靶面上游旋渦無明顯變化,而下游方向出口區域的旋渦的位置隨著雷諾數的改變會產生相應的變化,但大小變化不明顯。

從圖6中速度云圖來看,無論是對于圓孔射流還是旋轉射流,增大雷諾數,靶面噴出的氣流速度也自然會隨之增大。在雷諾數和傾斜角相同的情況下,圓孔射流上游方向速度較旋轉射流要大(Re=24 000時最為明顯),而旋轉射流由于導流元件的旋流作用,使得噴嘴出口附近氣流高速區域較圓孔射流的區域范圍要大得多。

2.2 靶面的局部傳熱特性

圖7為Re=6 000、H/d=2時不同傾斜角下圓孔射流和旋轉射流沖擊靶面的Nu云圖。從圖7中可以看出,減小傾斜角使得圓孔射流和旋轉射流靶面Nu分布均勻性逐漸降低,不再呈對稱分布,這勢必會造成靶面上產生更不均勻的溫度分布。在同一傾斜角和Re下,對比分析圓孔射流和旋轉射流Nu云圖可以明顯發現,旋轉射流的靶面Nu分布更為不均勻,尤其是當傾斜角為45°時,旋轉射流的靶面Nu均勻性最差。從Nu的大小來看,旋轉射流靶面中心附近Nu明顯高于圓孔射流,這是因為同一射流流量下旋轉射流孔出口的中心區域具有更大的出口速度。

(a)圓孔射流

(b)45°類螺紋孔旋轉射流圖7 不同傾斜角下圓孔和旋轉射流靶面的Nu云圖

圖8為H/d=2、Re=6 000時不同傾斜角下的圓孔射流和旋轉射流靶面Nu隨徑向位置的變化曲線。從圖中可以看出,當垂直沖擊射流(α=90°)時,無論是圓孔射流還是旋轉射流,靶面Nu呈對稱分布,且均出現小沖擊距離下的弱雙峰值分布。但是,在射流沖擊核心區(r/d≤1)圓孔射流和旋轉射流的靶面Nu存在很大差異。旋轉射流靶面中心Nu及其峰值相對于圓孔射流分別增長了98.5%、114.6%。就Nu峰值的徑向位置而言,因為螺旋孔中心的高速區域相對較窄,表現出的Nu峰值位置比圓孔要更接近滯止中心點。

(a)α=90°

(b)α=75°

(c)α=60°

(d)α=45°圖8 不同方位角下射流靶面局部Nu隨徑向位置的變化曲線

當α=75°時,可以明顯觀察到,無論是哪一種沖擊射流,靶面Nu峰值點均在靶面上游方向。此時,旋轉射流靶面中心和最大Nu相對于圓孔射流分別增長了125.9%、126.4%。當傾斜角從90°減小到75°時,對于圓孔射流,靶面Nu分布無明顯變化,而對于旋轉射流,靶面Nu雖無明顯變化,但最大Nu增大了14.4%。

當α=60°時,無論是圓孔射流還是旋轉射流,靶面Nu峰值點仍處于上游方向,此時旋轉射流靶面中心Nu及其峰值相對于圓孔射流分別增大了139.9%、116.3%。也可以看到,從垂直射流傾斜到60°時,螺紋孔和圓孔射流靶面Nu峰值的徑向位置并沒有因射流傾斜而出現很明顯的變化,同時就Nu的大小,傾斜也并沒有減弱兩種噴嘴下射流滯止區附近的換熱能力。

當α=45°時,旋轉射流最大Nu出現在下游方向,而圓孔射流最大Nu仍處于上游方向,此時旋轉射流靶面中心和最大Nu相對于圓孔射流分別增大了15.48%、24.25%。在靶面下游方向,旋轉射流靶面不同方位角的Nu分布差異比圓孔射流大,而在上游方向,兩種射流不同方位角的Nu分布差異相對較小。相對于α=60°的情況,α=45°時的圓孔射流靶面中心和最大Nu無明顯變化,但旋轉射流靶面中心和最大Nu分別下降了53.3%、46.8%。由此可見,當傾斜角為45°時,圓孔射流對靶面傳熱效果影響不甚明顯,但旋轉射流時靶面傳熱能力明顯惡化。

傾斜射流情況下,在射流核心區內,旋轉沖擊射流的冷卻效果顯著強于圓孔沖擊射流,即使是在傾斜角為45°的情況下,旋轉射流靶面中心和最大Nu仍然高于圓孔射流。造成這種現象的主要原因是旋轉射流中心氣流在進入射流空間具有較高的噴射速度,從而使滯止點附近區域的對流傳熱能力較強。當傾斜角為90°、75°、60°時,與圓孔射流相比,旋轉射流對靶面的傳熱強化作用主要集中在r/d≤3的范圍內,在氣流進入壁面射流流動區域以后,旋轉射流與圓孔射流的傳熱效果基本相當,都比較弱,Nu的值在20左右。

圖9為Re=6 000、α=60°時不同沖擊距離下圓孔射流與旋轉射流靶面Nu分布圖。當H/d=4時,圓孔射流靶面Nu峰值點在靶面上游方向,而旋轉射流靶面Nu峰值點與靶面中心重合,此時旋轉射流靶面Nu峰值比圓孔射流的高81.8%。H/d=4時圓孔射流靶面中心Nu與H/d=2(圖8c)時相比增大了11.4%,而最大Nu基本保持不變。對于旋轉射流,沖擊距離從2增加到4時,靶面中心和最大Nu分別下降了3.75%、14.4%。同時也可以看出,隨著沖擊距離的加大,旋轉射流時因切向氣流在射流空間擴散范圍更大,靶面高Nu從滯止點沿徑向衰減要比小沖擊距離下更為緩慢。

(a)H/d=4

(b)H/d=6圖9 不同沖擊距離下靶面Nu分布

當H/d=6時,圓孔射流和旋轉射流Nu峰值點與靶面中心重合,此時旋轉射流最大Nu比圓孔射流的高27.3%。H/d=6時圓孔射流靶面中心Nu與H/d=4時相比增大了15.2%,最大Nu依然保持不變。對于旋轉射流,H/d=6時靶面中心Nu相對于H/d=4時下降了29.2%。沖擊距離從2增加到6時,旋轉射流靶面中心Nu比圓孔射流靶面中心Nu分別高139.9%、107.2%、27.3%。

圖10a給出了沖擊距離H/d=2、α=60°時不同雷諾數下圓孔射流與旋轉射流在靶面沿x軸方向上Nu的分布情況。從圖中可以看出,增大雷諾數,無論是圓孔射流還是旋轉射流,均能明顯增加靶面的Nu,但在較低雷諾數(Re=6 000)時,靶面Nu分布較為均勻。當雷諾數從6 000增加到24 000時,旋轉射流靶面中心Nu相對于圓孔射流靶面中心Nu分別增加了118.9%、138.2%、150.5%、161.5%。圖10b為H/d=2、α=60°時旋轉射流和圓孔射流靶面Nu峰值分布。隨著雷諾數的增加,旋轉射流靶面Nu峰值與圓孔射流的差值逐漸擴大并趨于一定值,這說明增大雷諾數使得旋轉沖擊射流靶面換熱效果提升在Re≤18 000時非常有效,但繼續增大Re換熱效果提升有限。

(a)靶面Nu分布 (b)Nu峰值分布圖10 不同雷諾數下靶面Nu及其峰值分布

2.3 靶面平均努塞爾數

圖11為Re=6 000、H/d=2時圓孔射流和旋轉射流在不同傾斜角下靶面Nuave分布圖。對于圓孔射流,傾斜角為45°時在靶面不同徑向距離的Nuave比其他傾斜角下的Nuave降低4.9%～23.56%,而傾斜角為60°、75°、90°時,靶面的Nuave分布極為接近,這說明對于圓孔射流,改變射流傾斜角對靶面傳熱整體性方面影響不大。在圖11旋轉射流靶面Nuave圖中,當傾斜角為60°、75°、90°時,靶面Nuave變化不大,但當傾斜角為45°時,靶面不同徑向距離的Nuave遠低于其他射流沖擊角下的Nuave,下降幅度在33%～52.8%之間。與圓孔射流靶面Nuave相比,當α=90°時,旋轉射流的靶面Nuave比圓孔射流的高38.5%～95.6%,α=75°時高38.7%～109%,α=60°時高34%～106%,即使在α=45°時,旋轉射流靶面Nuave仍然高3.9%～10.6%。綜上可知,從靶面Nuave分布來看,圓孔射流靶面Nuave分布雖然比旋轉射流更為均勻,但旋轉射流靶面Nuave要顯著高于圓孔射流,并且當傾斜角減小為45°時,兩種噴嘴射流下靶面傳熱效果都會出現較大程度的惡化。

(a)圓孔射流 (b)旋轉射流圖11 不同傾斜角下靶面Nuave分布

圖12為Re=6 000、α=60°時不同沖擊距離下圓孔射流和旋轉射流的靶面Nuave分布圖。對于圓孔射流靶面的Nuave而言,增大沖擊距離,會使射流沖擊核心區(r/d≤1)的Nuave降低,當r/d>1時,沖擊距離的變化對靶面Nuave不構成影響。對于旋轉射流,隨著沖擊距離的增大,靶面Nuave逐漸降低,H/d=4時Nuave比H/d=2時降低了4.5%～8.2%,H/d=6時的Nuave比H/d=4時降低了2.6%～21%。沖擊距離一定時,旋轉射流的靶面Nuave明顯高于圓孔射流。綜合分析旋轉射流在Re=6 000、α=60°時不同沖擊距離和不同方位角下的靶面Nuave分布情況,可以認為旋轉射流在H/d≤4的情況下,靶面傳熱效果較好。

(a)圓孔射流 (b)旋轉射流圖12 不同沖擊距離下靶面Nuave分布

圖13為圓孔射流和旋轉射流在α=60°、H/d=2時不同雷諾數下的靶面Nuave分布圖。隨著雷諾數的增大,靶面Nuave也隨之增大,旋轉射流Nuave的增加幅度高于圓孔射流。對于圓孔射流來說,在不同雷諾數下,靶面Nuave徑向衰減速度變化不大,而對于旋轉射流,隨著雷諾數的增大,靶面Nuave的徑向衰減速度也逐漸增大。在同一雷諾數下,旋轉射流的靶面Nuave要高于圓孔射流,但從靶面傳熱均勻性方面考慮,圓孔射流的靶面Nuave分布更為均勻。

(a)圓孔射流 (b)旋轉射流圖13 不同雷諾數下靶面Nuave分布

3 結 論

本文研究了射流傾斜角、沖擊距離、射流雷諾數對旋轉沖擊射流的流場以及靶面Nu的影響,并與圓孔射流進行了對比,主要結論如下。

(1)通過與實驗數據的對比,驗證了SSTk-ω模型能較好地模擬傾斜情況下的旋轉沖擊射流。改變射流沖擊傾斜角、沖擊距離對圓孔射流和旋轉射流的流場和速度場會產生較大影響,而改變射流雷諾數對旋轉射流的流場結構改變不甚明顯。

(2)在雷諾數和沖擊距離一定的條件下,當減小射流沖擊傾斜角時,圓孔射流靶面Nu及其峰值以及靶面Nuave變化不甚明顯。對于旋轉射流,減小傾斜角會使靶面中心Nu及其峰值先增大后減小;在同一傾斜角下,旋轉射流靶面中心Nu及其峰值明顯高于圓孔射流。當α=90°,75°,60°時,旋轉射流靶面Nuave變化不大,而α減小到45°時,靶面Nuave明顯減小。

(3)在雷諾數和沖擊角一定的情況下,當增大沖擊射流距離時,圓孔射流沖擊核心區(r/d≤1)靶面Nu會有所升高,而靶面Nuave變化不大。對于旋轉射流,靶面射流沖擊核心區(r/d≤1)的Nu會隨著沖擊距離的增大而減小,但旋轉射流沖擊核心區Nu始終高于圓孔射流。此外,沖擊距離一定時,旋轉射流靶面Nuave要明顯高于圓孔射流。

(4)在傾斜條件下,當沖擊距離較小時增大雷諾數,兩種噴嘴射流的靶面Nu均增大,旋轉射流靶面的傳熱性能提升更加明顯,然而在Re≥18 000時繼續增大雷諾數,換熱效果提升有限。