沉浸式換熱器超聲強(qiáng)化傳熱影響因素

林偉翔，蘇港川，陳強(qiáng)，文鍵，AKRAPHON Janon，王斯民

（1 西安交通大學(xué)化學(xué)工程與技術(shù)學(xué)院，陜西 西安 710049；2 中石化煉化工程集團(tuán)洛陽技術(shù)研發(fā)中心，河南 洛陽 471003；3 西安交通大學(xué)能源與動力工程學(xué)院，陜西 西安 710049；4 孔敬大學(xué)工程學(xué)院機(jī)械工程系，泰國 孔敬 40002）

流體處于負(fù)壓狀態(tài)使介質(zhì)分子間平均距離增大至超過液體臨界分子距離，導(dǎo)致液體發(fā)生斷裂形成微泡并生長膨脹的現(xiàn)象稱為空化現(xiàn)象。空化氣泡被壓縮至破裂的過程為絕熱過程，會產(chǎn)生局部高溫高壓、沖擊波和微射流等作用，使得空化現(xiàn)象在強(qiáng)化傳熱、聲化學(xué)、石油化工等眾多領(lǐng)域得到廣泛應(yīng)用。根據(jù)空化現(xiàn)象產(chǎn)生的方式通常可將其分為聲空化、水力空化、光空化、粒子空化等，其中超聲空化在自然對流或強(qiáng)制對流領(lǐng)域的強(qiáng)化傳熱效果已經(jīng)被驗(yàn)證，Legay 等和Tingaud 等開展了在換熱器中采用超聲波進(jìn)行強(qiáng)化傳熱的研究。超聲波作用強(qiáng)化傳熱的機(jī)理已經(jīng)得到了較為深入的研究，并可以歸結(jié)為兩種水力現(xiàn)象：聲空化和聲流。聲空化是在壓力波交變作用下誘導(dǎo)氣泡生成、膨脹和壓縮的過程。當(dāng)這些空化泡被壓縮破裂時，它們會產(chǎn)生如超高速微射流、沖擊波等高強(qiáng)度的局部水力作用，促使周圍的氣泡破裂，這些過程在加熱表面附近產(chǎn)生，會對傳熱邊界層造成擾動，強(qiáng)化加熱面與流體之間的傳熱。聲流則是在高強(qiáng)度聲場中形成的穩(wěn)定循環(huán)流動，可分為Rayleigh流和Eckart流兩種類型：Rayleigh流受黏性力主導(dǎo)，主要體現(xiàn)在波動流場的近壁面處；Eckart流則由聲波傳播過程中因能量耗散產(chǎn)生的壓力梯度主導(dǎo)，廣泛存在于流體區(qū)域中。聲流現(xiàn)象能夠通過交變壓力波動產(chǎn)生大規(guī)模的強(qiáng)制對流，有效地強(qiáng)化傳熱。聲流現(xiàn)象激發(fā)的大規(guī)模流體運(yùn)動對熱表面與流體間強(qiáng)化傳熱起到很大的作用，空化效應(yīng)激發(fā)的小范圍流體湍動對于微小界面與流體間的強(qiáng)化傳熱更加有效。

對超聲技術(shù)在換熱器中強(qiáng)化傳熱效果的影響因素進(jìn)行分析，現(xiàn)有的文獻(xiàn)針對超聲波的參數(shù)（超聲功率、頻率）、超聲振動面與加熱面之間的距離等進(jìn)行了研究，而壓力、流速等換熱設(shè)備的關(guān)鍵操作參數(shù)對超聲波作用特性的影響尚未得到深入探討。因此基于沉浸式換熱器具有空間體積大、管外介質(zhì)流速慢、契合超聲波強(qiáng)化傳熱作用機(jī)理的優(yōu)勢，采用沉浸式換熱器為超聲波強(qiáng)化傳熱研究對象，通過數(shù)值模擬對超聲波作用下的流場參數(shù)進(jìn)行分析。因?yàn)槌暡ㄔ趶?qiáng)化傳熱領(lǐng)域的應(yīng)用一般選擇頻率20kHz 附近的低頻高能超聲，所以頻率對超聲波強(qiáng)化傳熱效果的影響可以忽略。本文主要研究超聲波振幅、環(huán)境壓力和介質(zhì)流速對超聲波作用產(chǎn)生的空化效應(yīng)、聲流現(xiàn)象及強(qiáng)化傳熱效果的影響。

1 幾何模型與數(shù)值方法

1.1 幾何模型

建立沉浸式換熱器二維模型如圖1所示，圖中左上角虛線處為冷流體入口，右下角虛線處為與沉浸式盤管換熱后的流體出口，中心對稱線兩側(cè)的虛線表示超聲振子振動面，兩側(cè)為直徑5mm 的沉浸式盤管，換熱管中心距5.025mm。

圖1 幾何模型（單位：mm）

1.2 數(shù)值方法

超聲波作用時流體會發(fā)生液氣相變空化，所以選用Mixture 模型進(jìn)行多相流模擬，并選擇Singhal全空化模型作為液氣組分輸運(yùn)方程，設(shè)定初始時刻不凝性氣體（non?condensable gas，NCG）質(zhì)量分?jǐn)?shù)為1.5×10，湍流模型選用標(biāo)準(zhǔn)?湍流模型及標(biāo)準(zhǔn)壁面函數(shù)，同時換熱器管外流體的流動以及傳熱需滿足質(zhì)量守恒、動量守恒以及能量守恒定律。

1.2.1 質(zhì)量守恒方程

Mixture 模型中求解的適用于本計(jì)算模型的考慮不凝性氣體的不可壓縮瞬態(tài)形式質(zhì)量守恒方程如式(1)。

式中，為時間；為混合相的密度[式(2)]；為各組分速度的質(zhì)量平均值[式(3)]；為組分?jǐn)?shù)目；下角標(biāo)為液相、蒸氣相或不凝性氣體；α為組分的體積分?jǐn)?shù)；ρ為組分的密度；v為組分的速度。

1.2.2 動量守恒方程

Mixture 模型中求解的動量方程可以通過各組成相的動量方程加和得到，如式(4)。

式中，為壓力；為混合相黏度[式(5)]；為重力加速度；為體積力；為組分漂移速度[式(6)]；μ為組分黏度。

1.2.3 能量守恒方程

Mixture模型中求解的能量方程如式(7)。

式中，E為組分內(nèi)能［式(8)］；為有效熱導(dǎo)率［式(9)］；為溫度；h為組分在相中的焓值；J為組分向相的擴(kuò)散通量；為有效應(yīng)力張量；h為組分顯焓；k、k分別為組分的熱導(dǎo)率、標(biāo)準(zhǔn)湍流模型決定的湍流熱導(dǎo)率。

1.2.4 標(biāo)準(zhǔn)湍流模型

標(biāo)準(zhǔn)湍流模型中湍流動能和湍流耗散率的表達(dá)如式(10)、式(11)。

式中，為湍流動能；為混合相的湍流黏度；G為由混合相平均速度梯度產(chǎn)生的湍流動能；為湍流耗散率；Π和Π為分散相和連續(xù)相之間界面湍動的組成源項(xiàng)；、為常數(shù)；σ和σ分別為和的普朗特?cái)?shù)。

1.2.5 Singhal全空化模型

有學(xué)者發(fā)現(xiàn)不凝性氣體在低壓狀態(tài)下的膨脹會導(dǎo)致局部區(qū)域氣相分率的顯著變化，對密度、速度和壓力的分布產(chǎn)生相當(dāng)大的影響，為了保證對空化現(xiàn)象的準(zhǔn)確捕捉，使用考慮了不凝性氣體組分的Singhal 全空化模型，數(shù)學(xué)表達(dá)如式(12)、式(13)。

當(dāng)≤p時

當(dāng)p>p時

式中，、為冷凝、蒸發(fā)質(zhì)量轉(zhuǎn)化率；、為常數(shù)，分別為0.02和0.01；為表面張力；、為液相、蒸氣相密度；為飽和蒸氣壓采用當(dāng)?shù)赝牧鲏毫Σ▌又档男拚浚凼?14)］；為壓力；、為不凝性氣體、蒸氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)；為液體介質(zhì)的飽和蒸氣壓。

2 網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證及模型驗(yàn)證

2.1 網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證

采用1.0mm、0.5mm、0.4mm、0.3mm、0.2mm和0.1mm為全局尺寸劃分網(wǎng)格進(jìn)行網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證，結(jié)果如圖2(a)所示。從圖2(a)中可以明顯看出，網(wǎng)格最大尺寸降低到0.1mm 時（網(wǎng)格數(shù)量332280 個），計(jì)算結(jié)果中3 項(xiàng)指標(biāo)相對網(wǎng)格最大尺寸0.2mm 時（網(wǎng)格數(shù)量90532 個）的結(jié)果基本不變，因此認(rèn)為以0.1mm為全局尺寸劃分網(wǎng)格進(jìn)行計(jì)算可以保證計(jì)算結(jié)果不受網(wǎng)格影響。如圖2(b)所示，整體網(wǎng)格呈對稱分布，換熱管間劃分三層網(wǎng)格，振動表面以0.01mm進(jìn)行網(wǎng)格加密。

圖2 網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證及網(wǎng)格示意圖

2.2 模型驗(yàn)證

對文獻(xiàn)[28]的結(jié)果進(jìn)行復(fù)現(xiàn)以論證采用振動壁面的形式加載超聲波和采用Singhal 全空化模型控制液氣相變模擬空化現(xiàn)象的準(zhǔn)確性。從圖3中可以看到振子表面的絕對壓力分布和氣相分率分布與文獻(xiàn)結(jié)果一致，在各時刻絕對壓力和氣相分率的相對偏差在10%以內(nèi)，故認(rèn)為采用振動壁面作為超聲的加載形式和采用Singhal 全空化模型來控制空化過程的液氣相變可以準(zhǔn)確地模擬超聲空化現(xiàn)象。

圖3 試樣表面參數(shù)曲線

3 模擬結(jié)果及分析

因?yàn)閾Q熱管周圍流體平均流速主要受入口流速和超聲波聲流現(xiàn)象影響，湍流動能主要受壓力波動影響，所以改變超聲波的振幅、換熱器入口流速和管外壓力研究不同工況下超聲場的分布、聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)的變化，并采用換熱管周圍流體平均流速、湍流動能和管外表面對流傳熱系數(shù)分別作為聲流現(xiàn)象、空化效應(yīng)和強(qiáng)化傳熱效果的表征參數(shù)，探究超聲強(qiáng)化傳熱規(guī)律。圖4中分別為振幅變化、管外壓力變化及入口流速變化工況下的振動表面聲壓隨超聲波加載時間變化的曲線，從圖中可以看出超聲振動面起振初期對其表面流體影響最大，產(chǎn)生的第1 個正壓波的峰值遠(yuǎn)高于隨后的壓力波峰值，圖4(b)中隨著環(huán)境壓力的增大穩(wěn)定后壓力波的峰值與起振時的壓力波峰值相近，圖4(a)、(c)中起振后的壓力波峰值穩(wěn)定波動小，而圖4(b)則出現(xiàn)周期性的大幅度波動，整體上在超聲波作用0.001s后聲壓波形趨于周期穩(wěn)定，說明經(jīng)過0.001s超聲波作用換熱器內(nèi)已經(jīng)形成了穩(wěn)定的超聲波場，持續(xù)加載超聲波至0.005s對換熱器內(nèi)的聲場及流動傳熱變化規(guī)律進(jìn)行分析。

圖4 振動表面聲壓曲線

3.1 功耗計(jì)算

超聲波由壓電晶體和變幅桿組成的換能器產(chǎn)生，換能器工作消耗的功率由電路功率、結(jié)構(gòu)損耗功率、壓電介質(zhì)損耗功率、輸入到流體中的聲功率和流體中的能量耗散功率組成，因?yàn)橛?jì)算中不考慮電機(jī)能量轉(zhuǎn)換，所以認(rèn)為超聲功率即換能器功率由聲功率和流體耗散功率組成，表達(dá)如式(15)，其中聲功率計(jì)算式如式(16)，其值為振動面聲壓即平均表壓的二次函數(shù)。

式中，為聲強(qiáng)；為超聲振動面面積；為聲速。

3.2 超聲波振幅對超聲強(qiáng)化傳熱效果的影響

保持換熱器入口流速0.1m/s、管外壓力0.1MPa不變，加載頻率20kHz，振幅分別為20μm、25μm、30μm和35μm的超聲波。

3.2.1 超聲場分布

圖5 中紅色表示正壓區(qū)域，藍(lán)色表示負(fù)壓區(qū)域。當(dāng)輸入的超聲波振幅為20μm 時，如圖5(a)所示換熱器內(nèi)連續(xù)的超聲作用形成了均勻相間的正負(fù)壓交替排列超聲波波面，而隨著超聲波振幅增大，超聲波波面不再呈現(xiàn)均勻交替的曲面，正壓波波面被負(fù)壓波所打斷形成多段正壓波波面。這是由于超聲波傳播到兩側(cè)換熱管后，因傳播過程以及壁面反射所致的能量耗散使得超聲波反射波的能量極大減弱，當(dāng)超聲波振幅為20μm 時入射超聲波能量較弱，其反射波的能量不足以對入射波產(chǎn)生影響，故形成均勻的超聲波波面，而隨著超聲波振幅增大，反射波具有的能量隨之增大，阻礙入射波的傳播，形成了如圖5(b)、(c)、(d)所示的不均勻壓力分布。

圖5 變振幅工況正負(fù)壓分布云圖

3.2.2 聲流現(xiàn)象

超聲波的聲流現(xiàn)象能夠?qū)Υ蠓秶黧w的流動特征產(chǎn)生影響。從圖6可以看出，隨著超聲波振幅的增大，相應(yīng)的入射超聲波具有的能量增大，使得超聲波的聲流現(xiàn)象對流動的影響逐漸增強(qiáng)，換熱器管外流體的平均流速隨振幅增大而增大，且流動矢量具有和超聲場近似的空間分布。圖6(a)中灰色長方形區(qū)域，其各邊距離換熱管邊壁0.5mm，取該區(qū)域內(nèi)平均流速作為換熱管周圍流體的平均流速。在未加載超聲波時換熱管周圍平均流速為1.56×10m/s，經(jīng)過0.005s 振幅分別為20μm、25μm、30μm 和35μm 的超聲波作用后平均流速分別增大至4.78×10m/s、6.37×10m/s、6.48×10m/s 和6.56×10m/s，說明隨著超聲波振幅的增大，聲流現(xiàn)象逐漸增強(qiáng)，進(jìn)而引起的強(qiáng)制對流強(qiáng)度增強(qiáng)，有利于超聲波強(qiáng)化傳熱效果的進(jìn)一步提升。

圖6 變振幅工況速度矢量圖

3.2.3 空化效應(yīng)

因?yàn)閴毫Σ▌訒?dǎo)致氣體的膨脹和收縮，所以如圖7中平均氣相分率具有和超聲波相同的波動頻率（每5×10s一次簡諧波動）。在相同超聲波作用時刻，隨著超聲波振幅的增大，平均氣相分率波動變化的峰、谷值也相應(yīng)增大。觀察0.016s的超聲波作用時間內(nèi)平均氣相分率變化的整體規(guī)律可以發(fā)現(xiàn)，平均氣相分率除了隨著超聲波頻率進(jìn)行振蕩變化，還存在兩個相對低的振蕩變化頻率，由于流體中平均氣相分率的變化與超聲波的聲壓變化有關(guān)，所以對振動表面的聲壓進(jìn)行快速傅里葉變換（fast Fourier transfer，F(xiàn)FT）得到圖8所示的聲壓頻譜圖。

圖7 變振幅工況氣相分率曲線

圖8 聲壓快速傅里葉變換圖

圖8 中可以辨識出多個分頻下存在聲壓高峰，結(jié)合圖7 進(jìn)行信息篩取，20kHz、2kHz 和160Hz 三個頻率（后續(xù)稱為第一波動頻率、第二波動頻率和第三波動頻率）恰好對應(yīng)氣相分率隨超聲作用時間的變化頻率。由于100個采樣點(diǎn)正好構(gòu)成一個完整的超聲振動周期，因此對氣相分率每100個采樣點(diǎn)求取均值，并且對其歸一化處理獲得各個超聲作用周期的時均氣相分率與未加載超聲波時氣相分率的比值隨超聲作用時間變化曲線如圖9 所示。通過圖9可以清晰地分辨出隨著振幅的增大，第二、第三波動頻率不變，在超聲波作用的相同時刻，隨著振幅的增大，氣相分率周期均值的峰值和谷值也一同增大，表明因?yàn)檎穹脑龃笫沟贸晥鼍哂械哪芰吭龃蟆目栈瘮?shù)的計(jì)算式(17)可知，變振幅工況下空化數(shù)為振幅的單調(diào)負(fù)相關(guān)函數(shù)，振幅由20μm增大至35μm的過程中，空化數(shù)從31.43減小至10.26，表明超聲振幅即聲功率的增大有利于流體介質(zhì)的空化，能夠增強(qiáng)空化效應(yīng)，使連續(xù)的正、負(fù)壓區(qū)域面積增大，延長含有不凝性氣體和液體蒸氣的空化氣泡在負(fù)壓區(qū)域中自由生長的時間，負(fù)壓幅值增大使得空化氣泡極限生長半徑增大；膨脹的空化氣泡進(jìn)入正壓相區(qū)域則因正壓區(qū)域正壓幅值增大，使空化氣泡的絕熱壓縮過程時間縮短，極限壓縮半徑減小，溫升和空化氣泡內(nèi)壓力更高，在空化氣泡炸裂時發(fā)射出的微射流擁有更強(qiáng)的沖擊效果，換熱管外表面受到的局部湍流擾動增強(qiáng)，換熱管外表面的湍流動能從未加載超聲波時的1.89×10m/s在振幅為20μm、25μm、30μm 和35μm 時分別增大 至9.57×10m/s、1.16×10m/s、1.60×10m/s和1.88×10m/s，更強(qiáng)的局部湍動使傳熱強(qiáng)化效果增強(qiáng)。

圖9 變振幅工況時均氣相分率增幅曲線

式中，為空化數(shù)；為流體靜壓；為頻率；為振幅。

3.2.4 傳熱強(qiáng)化影響

圖10 展示了各參數(shù)隨振幅的變化曲線，并根據(jù)振幅變化劃分為3個階段，其中聲功率增幅的增長速率隨超聲振幅的增大趨于平緩，說明振動面做功轉(zhuǎn)化為聲能和內(nèi)能的比值減小，聲流現(xiàn)象強(qiáng)度增長緩慢，導(dǎo)致平均流速增幅和聲功率變化趨勢相同；由于振幅增大使貼近振動面處空化效應(yīng)增強(qiáng)，氣相分率的增大導(dǎo)致了超聲波在傳播過程中于液氣界面上能量衰減加劇，所以湍流動能增長速率表現(xiàn)出先快后慢的變化特征；表面對流傳熱系數(shù)增幅的變化為聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)共同作用的結(jié)果，第1 階段平均流速和湍流強(qiáng)度都增幅較大，而第2、第3階段平均流速增幅基本不變，湍流動能增幅保持明顯的增長趨勢，所以表面對流傳熱系數(shù)增幅在階段2、3的增長由空化效應(yīng)主導(dǎo)。

圖10 各參數(shù)隨振幅變化曲線

在振幅分別為20μm、25μm、30μm、35μm的超聲作用下，換熱器扣除聲功率的凈熱通量分別提升了2739.32W、3324.83W、4257.24W 和4699.34W，說明超聲振幅的增大能夠提高單位流體介質(zhì)中的聲能密度即聲功率，增強(qiáng)超聲波的聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)，有效增強(qiáng)其強(qiáng)化傳熱效果。

3.3 環(huán)境壓力對超聲強(qiáng)化傳熱效果的影響

保持換熱器入口流速0.1m/s不變，改變換熱器管外壓力為0.1MPa、0.2MPa、0.5MPa 和1.0MPa 四種工況，加載頻率20kHz、振幅30μm的超聲波。

3.3.1 超聲場分布

圖11 為受超聲波作用0.005s 時換熱器管外正負(fù)壓分布云圖。圖11(a)中正壓波波面被負(fù)壓波截?cái)啵S著管外壓力的升高，圖11(b)中連續(xù)的正壓波波面基本成形，當(dāng)管外壓力增大到0.5MPa時，如圖11(c)所示形成了連續(xù)完整的正壓波包裹著負(fù)壓波的壓力分布形式，隨著管外壓力的繼續(xù)增大，如圖11(d)所示形成的負(fù)壓波波面近似活塞狀，幾何形狀尺寸接近超聲振動面，說明超聲振子保持同頻率、同振幅時，隨著管外壓力的升高向流體中加載的超聲波具有的能量更加集中，超聲波在流體中傳播相同距離時向垂直振動面法線方向的擴(kuò)散減弱。圖11中還反映出隨著管外壓力升高，正壓相、負(fù)壓相交替分布的層次數(shù)減少，相間的正壓相、負(fù)壓相的寬度變大，體現(xiàn)出同頻率、同振幅的超聲波在低壓環(huán)境中均勻性好，在流體中傳播時向傳播方向兩側(cè)擴(kuò)散形成弧面，可以均勻地作用到傳播方向及其周圍的區(qū)域；在高壓環(huán)境中超聲波則具有很好的指向性，聲波能量集中在波面前端，傳播過程中向傳播方向兩側(cè)擴(kuò)散的能量少，利于準(zhǔn)確定位作用于局部區(qū)域。

圖11 變管外壓力工況正負(fù)壓分布云圖

從圖12 中可以看出，隨著管外壓力的增大，振動面以同振幅、同頻率作用于流體中產(chǎn)生的聲流現(xiàn)象增強(qiáng)。當(dāng)管外壓力為0.1MPa 和0.2MPa 時聲流現(xiàn)象僅能將換熱管附近的流體流速增大到6.48×10m/s和9.07×10m/s，而當(dāng)管外壓力增大至0.5MPa和1.0MPa時，聲流現(xiàn)象能夠?qū)⑦h(yuǎn)離振動面的換熱管附近區(qū)域的平均流速提升至0.204m/s和0.285m/s，說明隨著管外壓力的增大，流體介質(zhì)的聲能密度提高，超聲振動作用轉(zhuǎn)換為聲功率的能量增大，增強(qiáng)了聲流現(xiàn)象，對流體流動的影響增強(qiáng)，使得換熱管表面受到更強(qiáng)的流動沖刷，有助于提高強(qiáng)化傳熱效果。

圖12 變管外壓力工況速度矢量圖

3.3.3 空化效應(yīng)

圖13 展示出隨著管外壓力的增大，時均氣相分率增幅的第三波動頻率在0.1MPa、0.2MPa、0.5MPa和1.0MPa管外壓力下分別為160Hz、333Hz、800Hz 和1600Hz；且管外壓力為0.1MPa、0.2MPa和0.5MPa時可以看出其以第二波動頻率進(jìn)行振蕩，管外壓力增至1.0MPa 時，時均氣相分率增幅曲線光滑，呈現(xiàn)三角函數(shù)形式且不振蕩。從圖13 反映出的規(guī)律可以得出結(jié)論，在高壓環(huán)境中同頻率、同振幅的超聲波產(chǎn)生的超聲波場第三波動頻率更大，意味著流體域內(nèi)平均氣相分率變化的頻率更大，空化泡的初生、生長膨脹、壓縮炸裂的周期縮短，在相同超聲波作用時間內(nèi)，高壓環(huán)境中能夠發(fā)生更高頻次的空化泡炸裂，空化效應(yīng)加強(qiáng)，局部湍流擾動增強(qiáng)，有利于強(qiáng)化傳熱效果的提升。并且，隨著管外壓力的增大，流體中含有的不凝性氣體及蒸氣的體積被壓縮，當(dāng)進(jìn)入超聲波負(fù)壓相時初生的空化泡會急劇膨脹，進(jìn)入正壓相時被極高的環(huán)境壓力迅速壓縮破裂。由于環(huán)境壓力更高且存在不凝性氣體，進(jìn)入負(fù)壓區(qū)域時等溫膨脹的空化泡體積與原氣泡體積比值增大，同時在正壓區(qū)域絕熱壓縮的速率更快，空化泡被壓縮能夠帶來更高的局部高溫和高壓，炸裂時釋放出的微射流沖擊更為強(qiáng)勁，大幅增強(qiáng)局部區(qū)域的湍動。隨著管外壓力從0.1MPa 上升到1.0MPa，換熱管周圍流體的湍流動能從1.60×10m/s增大至9.10×10m/s，增大4.68 倍，增大環(huán)境壓力能夠有效提高強(qiáng)化傳熱效果。

圖13 變管外壓力工況時均氣相分率增幅曲線

3.3.4 傳熱強(qiáng)化影響

因?yàn)槌暡榭v波，在傳播過程中質(zhì)點(diǎn)振動方向和傳播方向相同，能夠使流體介質(zhì)發(fā)生密度變化，因此超聲波也被稱為密度波，所以隨著環(huán)境壓力的增大，振動面以相同頻率振幅運(yùn)動改變流體密度就需要克服更大的阻力，從而向流體中輸入更高密度的聲能如圖14 的聲功率曲線所示。但圖14反映出平均流速增幅和湍流強(qiáng)度增幅都隨著管外壓力的增大而趨于平緩，相應(yīng)表面對流傳熱系數(shù)的增幅曲線也保持相同的趨勢，這是因?yàn)橥ㄟ^提高環(huán)境壓力增強(qiáng)超聲波作用效果的同時會使振動表面的空化效應(yīng)增強(qiáng)，從而導(dǎo)致超聲波在傳播過程中能量衰減增加，所以即使以指數(shù)級別提高聲功率，其能夠帶來的強(qiáng)化傳熱效果提升幅度都有限。

圖14 各參數(shù)隨管外壓力變化曲線

經(jīng)過0.005s 振幅30μm 的超聲波作用，管外壓力分別為0.1MPa 和0.2MPa 的情況下，扣除聲功率的凈熱通量分別提升了4257.29W 和4713.47W，而管外壓力分別為0.5MPa 和1.0MPa 時，雖然熱通量有提升，但是所需的聲功率呈指數(shù)級別增長，使得凈熱通量為負(fù)。說明雖然增大環(huán)境壓力有助于增強(qiáng)超聲波的聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)，但同時會帶來超聲波能量消耗的提高，使其失去經(jīng)濟(jì)性。

3.4 入口流量對超聲強(qiáng)化傳熱效果的影響

保持換熱器管外壓力0.1MPa 不變，改變換熱器的入口流速為0.05m/s、0.1m/s、0.5m/s 和1.0m/s四種工況，加載頻率20kHz、振幅30μm的超聲波。

附著力矩隨清潔機(jī)器人吸附系統(tǒng)的結(jié)構(gòu)及特點(diǎn)不同而變化，清潔機(jī)器人吸附系統(tǒng)的結(jié)構(gòu)形式有單吸盤式吸附和多吸盤式吸附兩種。以 O1點(diǎn)為坐標(biāo)系原點(diǎn)，則單吸盤式吸附的附著力矩為：

3.4.1 超聲場分布

圖15 可以看出入口流速為0.05m/s、0.1m/s 和0.5m/s 三種工況的管外超聲波正負(fù)壓場基本相同。對比四種工況可以發(fā)現(xiàn)，雖然圖15(d)在換熱管周圍的正負(fù)壓分布與圖15(a)～(c)差異較大，但是在貼近超聲振動面附近區(qū)域的正負(fù)壓分布四種工況基本一致，說明介質(zhì)流速的增大會加快振動面附近流體的更新，減小單位體積流體所能獲取的聲能，因此圖15(d)在遠(yuǎn)離振動面處壓力分布不同于圖15(a)～(c)，而貼近振動面處保持相似的規(guī)律。

圖15 變?nèi)肟诹魉俟r正負(fù)壓分布云圖

3.4.2 聲流現(xiàn)象

圖16反映了隨著入口流速的增大，換熱器入口段的流體對換熱器左側(cè)換熱管的沖擊增強(qiáng)，沖擊后向兩側(cè)分流的流體隨入口流速的增長具有更高的速度，使得超聲波聲流現(xiàn)象的影響減小。從圖16(a)～(d)中可以看出隨著流速的增大，換熱器管外流體區(qū)域中的超聲波面逐漸減少。特別是當(dāng)入口流速達(dá)到1.0m/s 時，如圖16(d)中入口流體的右側(cè)分支的上方相比圖16(a)～(c)無法觀察到超聲波波面，高速的主流分支隔斷了超聲波聲流現(xiàn)象的傳播，說明在高流速介質(zhì)中采用超聲技術(shù)進(jìn)行強(qiáng)化傳熱需要匹配較高的超聲功率，才能產(chǎn)生足夠強(qiáng)的聲流現(xiàn)象獲得有效的強(qiáng)化傳熱效果。

圖16 變?nèi)肟诹魉俟r速度矢量圖

3.4.3 空化效應(yīng)

從圖17 中可以看出，時均氣相分率增幅的最大值隨入口流速的增大而減小。這是因?yàn)榻橘|(zhì)流速的加快使得振動面附近的流體更新加快，振動面以相同的振幅和頻率振動輸入進(jìn)流體中的聲功率基本不變。所以單位流體，特別是換熱管周圍流體的聲能密度減小，能夠產(chǎn)生的正負(fù)壓幅值變小，使得含有不凝性氣體和液體蒸氣的空化泡極限生長膨脹半徑減小，絕熱壓縮后的半徑增大，空化泡膨脹后體積與壓縮后體積比減小，產(chǎn)生的局部高溫、高壓效應(yīng)減弱，空化泡即使被壓縮炸裂發(fā)射出的微射流沖擊強(qiáng)度也會減小，對換熱管周圍流體湍流擾動作用減弱。隨著流速由0.05m/s 增大至1.0m/s，湍流動能從5.70×10m/s、1.89×10m/s、3.77×10m/s和1.46×10m/s分別增大至1.52×10m/s、1.60×10m/s、4.95×10m/s和1.62×10m/s，提 升 倍數(shù)從25.64 倍降低至0.11 倍，說明介質(zhì)流速的增大不利于超聲強(qiáng)化傳熱。

圖17 變?nèi)肟诹魉俟r時均氣相分率增幅曲線

3.4.4 傳熱強(qiáng)化影響

隨著入口流速的變化，圖18 中振動面附近流體的聲功率相對變化為0.21%、0.70%和?0.89%，可以忽略。因?yàn)榻橘|(zhì)流速增大的情況下同頻率振幅超聲振動輸入的聲功率幾乎不變，所以受到超聲作用的流體介質(zhì)獲得的單位體積聲能減小，導(dǎo)致超聲波的聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)減弱，降低了強(qiáng)化傳熱效果。當(dāng)流速為0.05m/s 時超聲作用0.005s 后管外表面對流傳熱系數(shù)增幅接近40%，而流速增長到1.0m/s 時表面對流傳熱系數(shù)僅增長1.76%，說明超聲技術(shù)在低介質(zhì)流速環(huán)境中的強(qiáng)化傳熱效果顯著。

圖18 各參數(shù)隨入口流速變化曲線

經(jīng)過0.005s 振幅為30μm 的超聲波作用，入口流速分別為0.05m/s、0.1m/s、0.5m/s、1.0m/s 的情況下，扣除聲功率的凈熱通量分別提升了36.94%、23.19%、4.30%和1.52%，說明超聲波作用產(chǎn)生的聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)所帶來的影響隨介質(zhì)流速增大而逐漸減小，對于不同的流速工況，需要適配不同功率的超聲波來獲得最佳的傳熱強(qiáng)化效果。

4 結(jié)論

為了探究操作工況參數(shù)和超聲波參數(shù)對超聲波強(qiáng)化傳熱效果的影響，本文以沉浸式換熱器為研究對象，采用數(shù)值仿真的方法通過壁面在沉浸式換熱器管外加載超聲波作用，分析了超聲波振幅、介質(zhì)流速和環(huán)境壓力對沉浸式換熱器中超聲波的聲場、空化效應(yīng)、聲流現(xiàn)象和強(qiáng)化傳熱的影響，主要結(jié)論如下。

（1）增大超聲振動面振幅能夠?yàn)榱黧w介質(zhì)提供更高的聲能密度，有利于提高聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)的強(qiáng)度，有利于提高超聲波強(qiáng)化傳熱效果，35μm振幅相對20μm 振幅換熱管周圍平均流速提高37.25%，湍流動能提高95.93%，表面對流傳熱系數(shù)提高9.54%。

（2）增大環(huán)境壓力能夠提高同振幅、同頻率超聲振動作用下流體介質(zhì)聲能密度上限，有利于增強(qiáng)聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)，有效提高超聲波強(qiáng)化傳熱效果，但是環(huán)境壓力的提高會使聲功率呈指數(shù)增長，管外壓力1.0MPa、0.5MPa和0.2MPa相對0.1MPa時管外表面對流傳熱系數(shù)分別增大26.58%、20.11%和5.69%，但是管外壓力為1.0MPa 和0.5MPa 時，凈熱通量為負(fù)，所以提高環(huán)境壓力后需要重新匹配超聲功率以維持強(qiáng)化傳熱效果的經(jīng)濟(jì)性。

（3）增大介質(zhì)流速會降低單位體積流體介質(zhì)的聲能密度，減弱聲流現(xiàn)象和空化效應(yīng)，入口流速為0.005m/s時凈熱通量增大36.94%，入口流速增大到1.0m/s 時凈熱通量提升僅1.52%，所以超聲強(qiáng)化傳熱技術(shù)更適用于相對低介質(zhì)流速環(huán)境。

符號說明

——振幅，μm

，——常數(shù)，分別為0.02和0.01

，——常數(shù)

——聲速，m/s

E——組分內(nèi)能，J

——體積力，N/m

——頻率，kHz

，——分別為不凝性氣體、蒸氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)，%

——混合相平均速度梯度產(chǎn)生的湍流動能，m/s

——重力加速度，m/s

h，h——分別為組分在相中的焓值、組分顯焓，J/kg

——聲強(qiáng)，W/m

J——組分向相的擴(kuò)散通量，kg/(m·s)

——湍流動能，m/s

k，——分別為組分的導(dǎo)熱率、有效熱導(dǎo)率，W/(m·K)

——標(biāo)準(zhǔn)?湍流模型決定的湍流熱導(dǎo)率，W/(m·K)

——組分?jǐn)?shù)目，包含液相、蒸氣相和不凝性氣體

，，——分別為流體耗散功率、電路功率和壓電介質(zhì)損耗功率，W

，，——聲功率、結(jié)構(gòu)損耗功率和換能器功率，W

——壓力，Pa

——液體介質(zhì)的飽和蒸氣壓，Pa

——飽和蒸氣壓采用當(dāng)?shù)赝牧鲏毫Σ▌又档男拚浚琍a

——流體靜壓，Pa

，——分別為冷凝、蒸發(fā)質(zhì)量轉(zhuǎn)化率，%

——超聲振動面面積，m

——溫度，K

——時間，s

，v，——分別為組分漂移速度、組分速度、質(zhì)量平均速度，m/s

α——組分體積分?jǐn)?shù)，%

——湍流耗散率，m/s

μ，，——分別為組分黏度、混合相黏度、混合相的湍流黏度，Pa·s

Π，Π——分散相和連續(xù)相之間界面湍動的組成源項(xiàng)

ρ，，，——分別為組分密度、液相密度、混合相密度、蒸氣相密度，kg/m

——表面張力，N/m

——空化數(shù)

σ，σ——分別為、的普朗特?cái)?shù)

——有效應(yīng)力張量，Pa