渦量強(qiáng)度強(qiáng)化傳熱機(jī)理數(shù)值模擬

劉春節(jié)，閔春華，齊承英，王丹，田麗亭，王進(jìn)

（1.常州工學(xué)院機(jī)電工程學(xué)院，江蘇常州 213002；2.河北工業(yè)大學(xué)能源與環(huán)境工程學(xué)院，天津 300401）

渦量強(qiáng)度強(qiáng)化傳熱機(jī)理數(shù)值模擬

劉春節(jié)1，閔春華2，齊承英2，王丹2，田麗亭2，王進(jìn)2

（1.常州工學(xué)院機(jī)電工程學(xué)院，江蘇常州 213002；2.河北工業(yè)大學(xué)能源與環(huán)境工程學(xué)院，天津 300401）

采用數(shù)值模擬的方法，研究了矩形通道布置矩形翼縱向渦發(fā)生器后二次流強(qiáng)度和渦量強(qiáng)度在流動(dòng)方向上的變化規(guī)律，分析了渦量強(qiáng)度對(duì)強(qiáng)化換熱和阻力增加的貢獻(xiàn)．結(jié)果表明：渦量強(qiáng)度JABS在整個(gè)通道內(nèi)的變化規(guī)律與局部Nu相同，即通道入口的局部Nu較大．受縱向渦發(fā)生器的影響，局部Nu出現(xiàn)一極值后逐漸減??；與二次流強(qiáng)度JAxBS相比，渦量強(qiáng)度JABS更能反映流動(dòng)與換熱之間的關(guān)系；得到了Nu和f的增加量與無量綱渦量強(qiáng)度之間的關(guān)系．

縱向渦發(fā)生器；渦量強(qiáng)度；強(qiáng)化傳熱；數(shù)值模擬

0 引言

通道中的二次流是一種常見的流動(dòng)現(xiàn)象，是發(fā)生在垂直于主流方向上的一種伴隨流動(dòng)[1]．這種伴隨運(yùn)動(dòng)的強(qiáng)度通常比主流運(yùn)動(dòng)小得多，但是它在工程運(yùn)用中的作用卻不容忽視．研究表明，二次流在強(qiáng)化傳熱傳質(zhì)、血液動(dòng)力學(xué)、化工工程、環(huán)境除污工程等傳輸過程有明顯的強(qiáng)化作用[2]．通道內(nèi)布置渦發(fā)生器后會(huì)形成二次流，縱向渦的大小、位置以及發(fā)生頻率會(huì)造成流體速度偏轉(zhuǎn)以及流場(chǎng)壓力畸變，詳細(xì)了解流場(chǎng)二次流強(qiáng)化換熱機(jī)理就有可能通過調(diào)整區(qū)段的幾何形狀或其它參數(shù)來控制二次流，使之達(dá)到較好的工作狀態(tài)[3]．

為了分析二次流的強(qiáng)化傳熱機(jī)理，文獻(xiàn)[4-5]中一種典型的處理方法是分析二次流的強(qiáng)度與換熱之間的關(guān)系．實(shí)際上，二次流只是縱向渦發(fā)生器誘導(dǎo)產(chǎn)生的渦量的1個(gè)分量，在強(qiáng)化換熱機(jī)理研究中，另2個(gè)方向往往被忽略．本文就是同時(shí)考慮到3個(gè)方向渦量，研究強(qiáng)化換熱機(jī)理．

1 物理模型及相關(guān)參數(shù)

1.1 物理模型

物理模型如圖1所示．矩形通道的長度(L)為300mm、寬度(W)為80mm、高度（H）為20 mm，矩形翼長（l）為20 mm，矩形翼的寬度（w）為5.5 mm，矩形翼的攻角（）為30°，矩形翼前端到通道入口的距離（S）為20mm，對(duì)稱位置的兩個(gè)矩形翼最短距離s為10mm．模擬的Re為4000、6 000、8000、10000和12000，考慮到模型的對(duì)稱性，取模型的一半進(jìn)行模擬．

1.2 計(jì)算方法及邊界條件

圖1 物理模型Fig.1Physicalmodel

通道內(nèi)流體為湍流流動(dòng)狀態(tài)，介質(zhì)為空氣，物性參數(shù)設(shè)定為常數(shù)．控制方程采用穩(wěn)態(tài)、三維離散格式，應(yīng)用有限容積法離散控制方程，壓力與速度的耦合采用SIMPLE算法．連續(xù)性方程、動(dòng)量方程和能量方程均采用二階迎風(fēng)格式進(jìn)行離散．采用Fluent軟件進(jìn)行計(jì)算．

邊界條件設(shè)定為：入口速度與溫度恒定，出口為出口邊界邊界條件，固體邊界為無滑移邊界條件，通道底面為加熱面，給定為第二類邊界條件，其他邊界為絕熱邊界條件．

1.3 相關(guān)參數(shù)定義

2 模型驗(yàn)證

為驗(yàn)證模型與方法的可靠性，以光通道為研究對(duì)象，將模擬得到的Nu與理論公式進(jìn)行比較，所選用于比較的公式為：Nu=0.023Re0.8Pr0.3[1+De/L0.7]．Re分別為4000和12000時(shí)，Nu的理論值分別為29.0和45.8，模擬得到的結(jié)果分別為29.1和43.2．可以看出，模擬結(jié)果與理論結(jié)果吻合較好，證明模型可靠．

圖2 主流方向上局部努賽爾數(shù)NuFig.2Distributionof localNusseltnumberalong the main flow direction

3 結(jié)果分析

3.1 局部Nu分布

圖2為沿著流動(dòng)方向局部Nu的變化規(guī)律．可以看出，不同Re時(shí)，由于入口效應(yīng)，通道入口段的Nu較大；Nu出現(xiàn)一極值后，Nu增加，這是受到矩形翼的作用，產(chǎn)生了縱向渦；之后，隨著渦量強(qiáng)度逐漸減弱，Nu逐漸減?。竺鎻臏u量強(qiáng)度分析縱向渦發(fā)生器的強(qiáng)化傳熱機(jī)理．

3.2 二次流強(qiáng)度和渦量強(qiáng)度的比較

圖3和圖4分別所示為不同Re數(shù)下，渦量強(qiáng)度JABS和二次流強(qiáng)度JAxBS沿主流方向的變化規(guī)律．可以看出，對(duì)于不同的Re，在入口段，JAxBS較小，這是因?yàn)槿肟诙螞]有縱向渦發(fā)生器的作用．流體流過矩形翼后，產(chǎn)生了二次流，使JxABS突然增加，隨后由于粘性耗散的作用，JAxBS逐漸減?。畬?duì)于渦量強(qiáng)度，當(dāng)Re較高時(shí)，入口段的JABS較大，且Re越大，JABS的入口效應(yīng)越明顯．這是因?yàn)槭艿焦腆w壁面的作用，在固體壁面附近的速度梯度較大．之后的變化規(guī)律與JAxBS相同．比較JAxBS和JABS與Nu的變化規(guī)律，可以看出，JABS與Nu的變化規(guī)律比較一致，而JAxBS與Nu的變化規(guī)律在入口段的差別較大．這表明，JAxBS更能反映對(duì)流換熱的強(qiáng)度，而文獻(xiàn)中廣泛使用的利用二次流強(qiáng)度表征對(duì)流換熱強(qiáng)弱的做法有一定局限：二次流強(qiáng)度只能表征縱向渦發(fā)生器后的換熱強(qiáng)度，而不能表征縱向渦發(fā)生器前面的換熱強(qiáng)度．本文后面將討論JABS對(duì)流動(dòng)與換熱的影響．

圖3 主流方向渦量強(qiáng)度JABS的分布Fig.3Distribution ofvorticity intensity along themain flow direction

圖4 主流方向二次流強(qiáng)度分布Fig.4 Distribution ofsecondary flow intensityalong themain flow direction

3.3 渦量強(qiáng)度對(duì)強(qiáng)化換熱和阻力增加的貢獻(xiàn)的分離

為分析渦量強(qiáng)度對(duì)換熱的影響，將渦量強(qiáng)度對(duì)換熱和阻力損失的貢獻(xiàn)分離出來．與光通道相比，布置縱向渦發(fā)生器通道的Nu與阻力因子f的增加量的定義分別為：Nu=Nu Nu0，f=f f0，式中下角標(biāo)“0”表示光通道．

4 結(jié)論

模擬了矩形通道布置矩形翼縱向渦發(fā)生器后二次流強(qiáng)度和渦量強(qiáng)度的分布規(guī)律，分析了渦量強(qiáng)度對(duì)強(qiáng)化換熱和阻力增加的貢獻(xiàn)的分離，得到如下主要結(jié)論：

1）通道入口的局部Nu較大，受縱向渦發(fā)生器的影響，局部Nu出現(xiàn)一極值后逐漸減?。?/p>

2）與二次流強(qiáng)度JAxBS相比，渦量強(qiáng)度JABS在整個(gè)通道內(nèi)的變化規(guī)律與局部Nu比較一致，能反映流動(dòng)與換熱之間的關(guān)系．

[1]郭小勇，趙創(chuàng)要，王良璧，等．螺旋管中二次流強(qiáng)度的數(shù)值研究[J]．甘肅科學(xué)學(xué)報(bào)．2011，23（3）：87-92．

[2]GuptaR，Wanchoo RK，JafarA liTRM．Laminar flow in helical coils:aparametric study[J]．Ind Eng Chem Res,2011，50（2）：1150-1157．

[3]樊洪明，李先庭，何鐘怡，等．方形截面彎管二次流數(shù)值模擬[J]．熱能動(dòng)力工程，2002，17（5）：510-513．

[4]Song KW，Wang LB．Theeffectivenessofsecondary flow produced by vortex generatorsmounted on both surfacesof the fin toenhanceheat transfer in a flattubebank fin heatexchanger[J]．ASMEJournalof Heat Transfer，2013，135（4）：041902．

[5]Wang LC，Su M，HuW L，Lin ZM，etal．The characteristic temperature in the definitionofheattransfer coefficienton the fin sidesurface in tube bank fin heatexchanger[J]．Numerical Heat Transfer,Part A:Applications，2011，60（10）：848-866．

[責(zé)任編輯 田豐]

Numericalsimulation forheat transferenhancementmechanism of vorticity intensity

LIU Chun-jie1，M INChun-hua2，QICheng-ying2，WANG Dan2，TIAN Li-ting2，WANG Jin2

(1.School of Mechanical and Electronic Engineering,Changzhou Institute of Technology,Jiangsu Changzhou 213002,China; 2.School of Energy and Environmental Engineering,HebeiUniversity of Technology,Tianjin 300401,China)

The secondary flow intensity and vorticity intensity distributionsalong the flow direction in a rectangular channelarranged w ith rectangular longitudinal vortex generatorsw ere numerically studied.The contribution of vorticity intensity on heat transfer enhancementand pressured drop isanalyzed.The resultshows that the distribution of vorticity intensity in thewhole channel issim ilar to thatof localNusseltnumber,i.e.the localNusseltnumber in the inletsection of thechannelis relatively higher,and then itdecreasesgraduallyafterapeak.Comparedw ith secondary flow intensity, vorticity intensity ismore suitable for revealing themechanism of theheattransferenhancementand fluid flow.The relationship of incrementsof Nusseltnumberand drag factorand the dimensionlessvorticity intensitywasobtained.

longitudinal vortex generator;vorticity intensity;heat transferenhancement;numericalsimulation

TK 124

A

1007-2373(2014)03-0065-04

2014-03-12

國家自然科學(xué)基金（51106041）

劉春節(jié)（1972-），男（漢族），副教授，博士．