豎直上升管內(nèi)超臨界CO2異常傳熱機理研究

胡娟娟，李增光，高一民，楊建，劉浪

中國艦船研究設(shè)計中心 上海分部，上海 201108

0 引 言

超臨界CO2（S-CO2）布雷頓循環(huán)因其優(yōu)異的性能，在船舶余熱利用、艦艇動力推進、能源發(fā)電、分布式能源等領(lǐng)域均已獲得應(yīng)用[1-2]，并展現(xiàn)出廣闊的應(yīng)用前景。與水蒸汽相比，超臨界CO2有諸多優(yōu)點：臨界條件易實現(xiàn)、穩(wěn)定性好；臨界點附近具有高密度，可降低壓縮功；功率密度高，有利于減小循環(huán)系統(tǒng)的尺寸[3-4]。

循環(huán)工質(zhì)的換熱性能與系統(tǒng)穩(wěn)健運行密切相關(guān)。超臨界壓力下，CO2的物理性質(zhì)十分特殊：密度與液體相近，動力黏度與氣體相近，擴散系數(shù)介于氣、液之間[5]。此外，在擬臨界點附近，超臨界CO2的定壓比熱容的變化非常敏感，例如當(dāng)壓力為7.5 MPa時，比熱容峰值附近的溫度變化0.2 ℃時對應(yīng)的比熱容變化可高達460%。物性的特殊性使超臨界CO2的流動換熱規(guī)律十分特殊，而在工程實際中，超臨界機組工況隨運行參數(shù)的變化極其復(fù)雜。此外，隨著科技的進步，熱交換器與制冷器正在不斷向微小化、緊湊化發(fā)展，在核反應(yīng)堆、空調(diào)與熱泵以及航天衛(wèi)星等領(lǐng)域均有較大的應(yīng)用前景。因此，有必要對小通道內(nèi)超臨界CO2在加熱管內(nèi)的流動和換熱規(guī)律進行深入研究，并對傳熱強化、傳熱惡化機制進行探究，用以從根本上減輕傳熱惡化帶來的危害，保障超臨界機組穩(wěn)健運行。

早在20世紀(jì)50年代，就有學(xué)者研究了超臨界CO2。Kim等[6-8]對超臨界CO2在內(nèi)徑d=4.5 mm上升管與下降管內(nèi)的對流換熱特性進行了研究，結(jié)果顯示熱流密度和質(zhì)量流速是影響加熱管管壁溫度分布的主要因素，并基于實驗數(shù)據(jù)提出了換熱關(guān)聯(lián)式；Zahlan等[9]在亞臨界、近臨界和超臨界壓力下，分別對內(nèi)徑d=8，22 mm豎直上升管中超臨界CO2的流動與傳熱特性進行了實驗研究，建立了超臨界CO2流動換熱數(shù)據(jù)庫，并驗證了其有效性；張麗娜等[10]對d=4 mm水平圓管內(nèi)超臨界CO2的換熱特性進行了數(shù)值模擬，研究了熱流密度、質(zhì)量流速、壓力等參數(shù)的影響。由此可見，現(xiàn)有研究多針對較大通道內(nèi)超臨界CO2的傳熱規(guī)律，對小通道內(nèi)超臨界CO2異常傳熱機理的研究不足。同時有研究表明，管徑越小，軸向速度的偏心程度越大，會對換熱產(chǎn)生影響[11]，常規(guī)通道內(nèi)的研究結(jié)果并不一定適用于小通道。因此，對小通道內(nèi)超臨界CO2的異常傳熱機理展開研究具有重要意義。

近年來，數(shù)值模擬方法越來越廣泛地被應(yīng)用于超臨界流體流動換熱研究。直接數(shù)值模擬（DNS）可準(zhǔn)確對傳熱進行預(yù)測，但計算量巨大，計算時間長，目前僅用于對雷諾數(shù)較低的情況進行預(yù)測[12]，不適用于工程應(yīng)用。雷諾平均法（RANS）在對超臨界流體流動換熱的數(shù)值模擬中得到了廣泛應(yīng)用[13]，其中SSTk-ω模型對超臨界流體管內(nèi)流動的預(yù)測效果較好[14-15]。同時，該模型結(jié)合了k-ε和k-ω模型的優(yōu)點，即k-ε模型適于預(yù)測遠(yuǎn)離壁面的區(qū)域，k-ω模型適于預(yù)測近壁面區(qū)域[16-18]。

鑒于此，本文擬對d=2 mm的豎直上升管內(nèi)超臨界CO2流動傳熱特性進行數(shù)值模擬，選取多組典型數(shù)據(jù)，對模型進行驗證；然后采用SSTk-ω模型研究質(zhì)量流速、熱流密度、壓力等因素對傳熱的影響規(guī)律；最后選取典型工況，分析不同軸向截面處各物性的徑向分布情況，揭示傳熱強化與傳熱惡化的發(fā)生過程以及其內(nèi)在機理。

1 數(shù)學(xué)物理模型

1.1 物理模型

為保證加熱段流動充分發(fā)展，需在加熱段前設(shè)置絕熱段。如圖1所示，超臨界CO2先流經(jīng)內(nèi)徑d=2 mm、長度Liso=280 mm的絕熱流動段，在絕熱段出口達到流動充分發(fā)展的湍流后進入與絕熱段直徑相等、長度Lh=440 mm的加熱段。絕熱段入口設(shè)置為質(zhì)量流入口邊界，加熱段出口設(shè)置為壓力出口邊界，加熱段壁面設(shè)置為無厚度、無滑移邊界，加熱方式采用均勻熱流法。在本文工況下，入口的流體焓值取為iin=235 kJ/kg，特征雷諾數(shù)11 878≤Re≤63 694；湍流度4.01%≤I≤4.95%，均為湍流流動。

圖 1 物理模型與邊界條件設(shè)置Fig.1 Physical model and the setting of boundary condition

采用三維結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格，利用ICEM軟件對網(wǎng)格進行劃分，圓形截面采用O型剖分，近壁面網(wǎng)格加密處理，徑向網(wǎng)格尺寸以1.15的比例增長；沿管長方向采用均勻網(wǎng)格，網(wǎng)格劃分結(jié)果如圖2所示。為精確捕捉層流底層中超臨界流體的流動，近壁面第1個網(wǎng)格的無量綱壁面距離y+必須小于1。本文工況中，網(wǎng)格的最大無量綱壁面距離y+=0.06，滿足計算要求。

圖 2 網(wǎng)格劃分Fig.2 Mesh generation

利用Fluent軟件對控制方程進行離散求解。采用控制體積法求解連續(xù)方程、動量方程與能量方程，當(dāng)上述三大方程與湍流參數(shù)方程殘差小于10-4時，即認(rèn)為達到收斂要求。設(shè)置SIMPLEC算法進行耦合求解；離散格式均采用二階迎風(fēng)格式?？紤]到超臨界CO2物性對溫度變化較為敏感，且對傳熱的影響較為顯著，為準(zhǔn)確計算各離散點處的物性，調(diào)用了制冷劑物性查詢軟件NIST REFPROP對物性進行即時求解。

1.2 網(wǎng)格無關(guān)性驗證與模型驗證

1.2.1 網(wǎng)格無關(guān)性驗證

網(wǎng)格密度會直接影響計算準(zhǔn)確度，因此在數(shù)值模擬前期需要進行網(wǎng)格無關(guān)性驗證。本文在運行壓力P=8 MPa、質(zhì)量流速G=100 kg/(m2·s)、熱流密度q=30 kW/m2的工況下，采用SSTk-ω模型進行網(wǎng)格無關(guān)性驗證，逐步增加網(wǎng)格數(shù)量，直到計算得到的壁溫-焓值變化曲線隨網(wǎng)格數(shù)目變化不明顯，即可認(rèn)為此時計算結(jié)果與網(wǎng)格數(shù)目無關(guān)。

圖3給 出 了 網(wǎng) 格 數(shù) 量 為105×104，280×104，540×104時的計算結(jié)果。由圖3可以看出，網(wǎng)格數(shù)量（105×104）較少時，在截面流體焓值ib＜290 kJ/kg時，壁溫Tw單調(diào)上升，但當(dāng)ib＞290 kJ//kg后，模擬得到的壁溫迅速上升，并出現(xiàn)壁溫峰值；當(dāng)網(wǎng)格數(shù)量增加到280×104后，在整個焓值區(qū)間內(nèi)，不再出現(xiàn)壁溫峰值；進一步增加網(wǎng)格數(shù)量到540×104后，與網(wǎng)格數(shù)為280×104時相比，計算結(jié)果無明顯變化。為提高計算效率，本文選用280×104網(wǎng)格數(shù)量進行計算。

圖 3 網(wǎng)格無關(guān)性驗證Fig.3 Mesh independence validation

1.2.2 模型驗證

湍流模型的選擇對超臨界流體計算的影響很大。為選取合適的湍流模型，本文選擇了超臨界流體數(shù)值模擬常用的SSTk-ω模型、RNGk-ε模型和Launder-Sharma低Re-k-ε模型，分別對Nathan[19]與Song[20]的實驗結(jié)果進行了計算，其中包括1組傳熱強化工況與2組傳熱惡化工況。3個模型的計算結(jié)果如圖4所示。

圖 4 模型驗證Fig.4 Model validation

由圖4(a)可以看出，在強化工況下，SSTk-ω模型結(jié)果與實驗結(jié)果吻合較好，最大誤差為2.8%；而RNGk-ε模型和Launder-Sharma模型的計算值則均偏離實驗值，預(yù)測精度較低，最大誤差分別為12%與19.6%。由圖4(b)和圖4(c)可以看出，在惡化工況下，實驗數(shù)據(jù)有明顯的壁溫峰值出現(xiàn)，此時，SSTk-ω模型計算得到的壁溫曲線中峰值位置與實驗結(jié)果基本一致，峰值高低有所出入，最大誤差為18.9%；峰值外區(qū)域壁溫與實驗結(jié)果吻合較好，最大誤差為8.7%；而RNGk-ε模型和Launder-Sharma模型計算得到的壁溫曲線均無峰值出現(xiàn)，與實驗得到的傳熱規(guī)律不符，誤差高達66.7%。綜上，為保證計算結(jié)果的準(zhǔn)確性，本文選擇SSTk-ω模型進行數(shù)值計算。

2 運行參數(shù)對超臨界CO2在豎直上升管內(nèi)傳熱特性的影響

2.1 熱流密度的影響規(guī)律

圖5～圖7分別給出了質(zhì)量流速G=500，750，1 000 kg/(m2·s)，P=8 MPa時 壁 溫Tw與 換 熱 系數(shù)h隨熱流密度的變化規(guī)律。圖中，ipc為流體擬臨界溫度處對應(yīng)的焓值，Tb為流體溫度。

圖 5 G=500 kg/(m2·s)時超臨界CO2的換熱特性隨熱流密度的變化Fig.5 The variation of heat transfer characteristics of S-CO2 with heat flux under the condition of G=500 kg/(m2·s)

圖 6 G=750 kg/(m2·s)時超臨界CO2的換熱特性隨熱流密度的變化Fig.6 The variation of heat transfer characteristics of S-CO2 with heat flux under the condition of G=750 kg/(m2·s)

圖 7 G=1 000 kg/(m2·s)時超臨界CO2的換熱特性隨熱流密度的變化Fig.7 The variation of heat transfer characteristics of S-CO2 with heat flux under the condition of G=1 000 kg/(m2·s)

由圖5可以看出，在質(zhì)量流速G=500 kg/(m2·s)工況下，熱流密度較低（q=50 kW/m2，q/G=0.1）時，壁溫最低，變化較平緩，隨著流體焓值的提高單調(diào)增加，無峰值出現(xiàn)，相應(yīng)地，其換熱系數(shù)最高，且在擬臨界溫度點附近達到峰值，為傳熱強化工況；隨著熱流密度的升高（q=75 kW/m2，q/G=0.15），擬臨界點前開始出現(xiàn)較為平緩的壁溫峰值，換熱系數(shù)隨之降低，達到谷值，然后，隨著流體焓值的增加，換熱迅速恢復(fù)，在ib≈376 kJ/kg處達到峰值；隨著熱流密度的進一步升高（q=100 kW/m2，q/G=0.2），壁溫在擬臨界點前出現(xiàn)較尖銳的峰值，換熱系數(shù)也隨之迅速下降，隨后，隨著流體焓值的增加，換熱系數(shù)逐漸恢復(fù)，在ib≈433 kJ/kg處達到最大；熱流密度較高（q=150，200 kg/m2時，q/G=0.3,0.4），壁溫整體水平與壁溫峰值顯著升高，換熱系數(shù)急劇降低，且由圖5(b)可以看出，在較高熱流密度下，換熱系數(shù)隨流體焓值的變化曲線幾乎重合，都處于較低水平，且在恢復(fù)區(qū)也未見換熱系數(shù)峰值。

由圖6可以看出，當(dāng)質(zhì)量流速G=750 kg/(m2·s)，q=50 kW/m2（q/G=0.07）時，換熱性能最好，換熱系數(shù)出現(xiàn)了較為明顯的尖峰；當(dāng)q=100 kW/m2（q/G=0.13）時，換熱在低焓值區(qū)發(fā)生較為微弱的惡化，隨后換熱及時恢復(fù)，并出現(xiàn)換熱系數(shù)峰值；q=200，300 kW/m2（q/G=0.27，0.4）時，壁溫出現(xiàn)顯著的峰值，換熱系數(shù)出現(xiàn)谷值，且恢復(fù)區(qū)換熱系數(shù)仍處于較低水平。質(zhì)量流速G=1 000 kg/(m2·s)的壁溫與換熱系數(shù)隨焓值的變化趨勢如圖7所示，其換熱規(guī)律與G=500，750 kg/(m2·s)時較為一致，此處不再贅述。

2.2 運行壓力的影響規(guī)律

為研究超臨界CO2換熱特性隨運行壓力的變化規(guī)律，選取1個傳熱強化工況（G=1 000 kg/(m2·s)，q=100 kW/m2）與2個傳熱惡化工況（G=1 000 kg/(m2·s)，q=200 kW/m2；G=500 kg/(m2·s)，q=100 kW/m2），在運行壓力分別為P=8，9，10 MPa時對壁溫與換熱系數(shù)隨流體焓值的變化規(guī)律進行了對比，結(jié)果如圖8～圖10所示。

由圖8可以看出，在傳熱強化工況下，不同壓力下壁溫的變化趨勢基本一致，均隨著流體焓值的升高呈平穩(wěn)上升的趨勢，且隨著壓力的升高，壁溫略有升高；不同壓力下的換熱系數(shù)在擬臨界點附近出現(xiàn)了峰值，隨著壓力的升高，換熱系數(shù)峰值有所降低，位置基本不變，傳熱強化強度減弱。

圖9給出了傳熱惡化工況G=1 000 kg/(m2·s)，q=200 kW/m2下?lián)Q熱特性隨壓力的變化規(guī)律。從中可以看出，在該工況下，不同壓力下的壁溫曲線趨勢呈現(xiàn)出不同的規(guī)律：壓力P=8 MPa時，壁溫在低焓值區(qū)出現(xiàn)了較為平緩的凸起；P=9，10 MPa時，壁溫隨流體焓值的變化單調(diào)上升，無峰值出現(xiàn)。換熱系數(shù)的趨勢較為一致，均在較低焓值處出現(xiàn)換熱系數(shù)低谷，不同壓力下低谷處對應(yīng)的流體焓值基本一致，然后換熱逐漸恢復(fù)，出現(xiàn)換熱系數(shù)峰值。隨著壓力的升高，換熱系數(shù)顯著升高，傳熱惡化程度減弱。

圖 8 G=1 000 kg/(m2·s)，q=100 kW/m2時超臨界CO2的換熱特性隨壓力的變化Fig.8 The variation of heat transfer characteristics of S-CO2 with pressure under the condition of G=1 000 kg/(m2·s) and q=100 kW/m2

圖 9 G=1 000 kg/(m2·s)，q=200 kW/m2時超臨界CO2的換熱特性隨壓力的變化Fig.9 The variation of heat transfer characteristics of S-CO2 with pressure under the condition of G=1 000 kg/(m2·s) and q=200 kW/m2

圖 10 G=500 kg/(m2·s)，q=100 kW/m2時超臨界CO2的換熱特性隨壓力的變化Fig.10 The variation of heat transfer characteristics of S-CO2 with pressure under the condition of G=500 kg/(m2·s) and q=100 kW/m2

圖10給出了傳熱惡化工況G=500 kg/(m2·s)，q=100 kW/m2下?lián)Q熱特性隨壓力的變化規(guī)律。由圖10可以看出，不同壓力下的壁溫曲線趨勢呈現(xiàn)出不同的規(guī)律：P=8 MPa時，壁溫在低焓值區(qū)出現(xiàn)了非常尖銳的峰值；P=9，10 MPa時，壁溫隨流體焓值的變化單調(diào)上升，無峰值出現(xiàn)。當(dāng)P=8 MPa時，換熱系數(shù)在加熱段入口處急劇降低，并達到最低值，隨后緩慢上升；當(dāng)P=9，10 MPa時，換熱系數(shù)顯著升高，傳熱惡化程度減弱。

綜上可以得出如下結(jié)論：在傳熱強化工況下，隨著壓力的升高，傳熱強化效果有所削弱；在傳熱惡化工況下，隨著壓力的升高，傳熱惡化情況也有所改善。這是由于隨著壓力的升高，壓力離臨界壓力越來越遠(yuǎn)，定壓比熱容、密度、動力黏度等物性對溫度的敏感程度降低，變化由劇烈變得平緩，因此由物性變化引起的傳熱強化與惡化現(xiàn)象均有所減弱。

3 豎直上升管內(nèi)超臨界CO2的異常傳熱機理分析

3.1 傳熱強化機理分析

選取傳熱強化工況P=8 MPa，q=50 kW/m2，G=500 kg(m2·s)，進行機理分析。圖11給出了上述工況下壁溫與對流換熱系數(shù)隨流體焓值的變化曲線。

圖 11 傳熱強化工況下壁溫與對流換熱系數(shù)隨流體焓值的變化曲線Fig.11 The variation of wall temperature and convective heat transfer coefficient with fluid enthalpy under the condition of heat transfer enhancement

由圖11可以看出，在該工況下，壁溫隨流體焓值的升高單調(diào)增加，無明顯的峰值或低谷出現(xiàn)。隨著流體焓值的升高，管壁與流體的溫度差逐漸減小，在擬臨界焓值附近達到最小，然后又逐漸增大。對流換熱系數(shù)的變化與之呼應(yīng)，也呈先增大后減小的趨勢，在擬臨界焓值附近達到最佳換熱效果，即發(fā)生傳熱強化。

為研究傳熱強化機理，分別截取絕熱段ib=232 kJ/kg，加熱段ib=275，300，325，350，375 kJ/kg截面，得到各截面處參數(shù)的徑向分布情況如圖12所示。其中，橫坐標(biāo)為無量綱壁面距離y+，其定義式如下：

式中：τw為壁面剪切應(yīng)力，Pa，可通過數(shù)值模擬軟件輸出; ρ為密度；μ為動力黏度。一般認(rèn)為，y+＜5時工質(zhì)處于黏性底層區(qū)，5≤y+＜30時處于過渡區(qū)，30≤y+＜60時處于對數(shù)律層，y+≥60時處于湍流核心區(qū)[21]。

圖 12 傳熱強化工況下的徑向物性分布Fig.12 Radial physical properties distribution under the condition of heat transfer enhancement

圖12給出了管徑d=2 mm時管內(nèi)流體在傳熱強化工況下的物性徑向分布。圖中：u為軸向速度；( ρb- ρ)g· ρ-1為浮升力，其中ρb為截面平均密度，g為重力加速度；cp為定壓比熱容；k為湍動能；λ為導(dǎo)熱系數(shù)。由圖12(a)可以看出，隨著y+的增大，加熱段流體溫度逐漸降低，并在軸線處達到最低，隨著溫度的變化，流體物性也發(fā)生變化；絕熱段溫度不變，相應(yīng)地，物性也不變。由圖12(b)可知，在近壁面處，流體密度較低，為保持質(zhì)量守恒，流體迅速向上流動，近壁面處流速提高，如圖12(c)所示；同時，由于近壁面處流體密度較低也導(dǎo)致此處浮升力較高，如圖12(d)所示，較高的浮升力也使得近壁面處流體速度有所提高。由于湍動能與雷諾切應(yīng)力正相關(guān)，雷諾切應(yīng)力又隨速度梯度的增大而增大，因此隨速度梯度先增大后減小，湍動能也呈現(xiàn)先增大后減小的趨勢，如圖12(e)所示。同時由圖12(e)可知，隨著流體焓值的增加，湍動能不斷增強，湍動能峰值越來越高。

當(dāng)ib=275～350 kJ/kg時，截面流體會達到或跨越擬臨界溫度，此時，大比熱容區(qū)形成。如圖12(f)所示，隨著ib的增加，大比熱容區(qū)逐漸向遠(yuǎn)離壁面的方向擴散，大比熱容區(qū)流體占據(jù)的份額越來越大，當(dāng)ib=350 kJ/kg時，大比熱容區(qū)開始擴散到過渡區(qū)，大比熱容區(qū)流體份額達到最大，此時換熱系數(shù)達到峰值。ib＞350 kJ·kg-1后，截面流體溫度均已跨越擬臨界溫度，此時，比熱容cp單調(diào)變化，峰值消失，大比熱容區(qū)流體所占份額減少，換熱系數(shù)有所降低。

為定量計算各截面流體平均比熱容水平，引入截面平均比熱容cp,ave，其定義如下：

式中：r為截面半徑；uc為工質(zhì)流速；A為截面面積。

由式(2)，求得6個截面處的截面平均比熱容如表1所示。可以看出，隨著流體焓值的升高，截面平均比熱容先迅速升高，在ib=350 kJ/kg時達到最高，然后隨著截面流體焓值的增加，平均比熱容有所降低。這與上文的定性分析結(jié)果一致。

表 1 各截面的平均比熱容Table 1 Average specific heat in each section

3.2 傳熱惡化機理分析

選取數(shù)值模擬工況P=8 MPa，G=500 kg/(m2·s)，q=100 kW/m2作為傳熱惡化典型工況進行分析。圖13給出了該工況下壁溫與對流換熱系數(shù)隨流體焓值的變化曲線。由圖13可以看出，進入加熱段后，壁溫急劇升高，傳熱惡化現(xiàn)象逐漸發(fā)生，并在ib=300 kJ/kg附近達到峰值，然后逐漸降低，變化趨于平緩，傳熱逐漸恢復(fù)；與此對應(yīng)，進入加熱段后換熱系數(shù)急劇降低，在ib=300 kJ/kg附近達到谷值，然后緩慢升高，換熱有所恢復(fù)?？梢钥闯?，ib=300 kJ/kg為該工況下傳熱惡化最為劇烈的地方，因此在接下來的機理分析中將重點分析此處的物性變化特征。

圖 13 傳熱惡化工況下壁溫與對流換熱系數(shù)隨流體焓值的變化曲線Fig.13 The variation of wall temperature and convective heat transfer coefficient with fluid enthalpy under the condition of heat transfer deterioration

為研究傳熱惡化機理，分別截取絕熱段ib=232 kJ/kg，加熱段ib=250，275，300，350，400 kJ/kg這6個截面，得到各截面處參數(shù)的徑向分布情況如圖14所示。由圖14(a)可見，各截面處壁面溫度均高于擬臨界溫度，與傳熱強化工況相比，在傳熱惡化工況下，徑向溫度變化十分劇烈，在ib由235 kJ/kg增大到300 kJ/kg的過程中，壁溫越來越高，徑向溫度梯度也越來越大。受到溫度分布的影響，近壁面低密度區(qū)形成，并在ib=300 kJ/kg處達到最低值，如圖14(b)所示。在低密度區(qū)域的影響下，近壁面浮升力增大使得流體加速，如圖14(c)與圖14(d)所示。隨著速度梯度的增大，黏性底層區(qū)的湍動能有所增加。隨著流動發(fā)展到過渡區(qū)，流體密度的急劇上升使浮升力迅速下降，速度沿徑向的變化逐漸變得平緩，此時，雷諾切應(yīng)力減小，因此湍流強度逐漸減弱。由圖14(c)可以看出，ib=300 kJ/kg時，出現(xiàn)了速度拐點，拐點處速度梯度降為0，由于管內(nèi)流場為軸對稱分布，此時管內(nèi)呈現(xiàn)“M”型速度曲線；與之對應(yīng)，湍動能也達到最低，此時傳熱傳質(zhì)的劇烈程度降低，造成熱量積聚，發(fā)生傳熱惡化。在ib＞ 300 kJ/kg后，“M”型速度曲線消失，速度梯度增大使湍動能升高，換熱性能得到改善，壁溫有所降低。

4 結(jié) 論

本文利用經(jīng)驗證的數(shù)值模擬方法，對超臨界CO2換熱特性隨不同實驗參數(shù)的變化規(guī)律進行了研究，并選取典型工況深入分析了異常傳熱機理。在本文研究的參數(shù)范圍內(nèi)，得到如下結(jié)論：

圖 14 傳熱惡化工況下的徑向物性分布Fig.14 Radial physical properties distribution under the condition of heat transfer deterioration

1） 熱流密度較低（q/G＜0.13）時，壁溫沿管長方向單調(diào)增長，換熱系數(shù)在擬臨界點附近達到峰值；熱流密度較高（q/G≥0.13）時，會出現(xiàn)壁溫峰值，且隨著熱流密度的增加，傳熱恢復(fù)區(qū)換熱系數(shù)峰值逐漸降低，并逐步向流體焓值較大的區(qū)域推移，直至消失。

2） 隨著壓力遠(yuǎn)離臨界壓力，超臨界流體物性變化劇烈程度減弱，由此引起的傳熱強化與傳熱惡化程度也隨之削弱。

3） 傳熱強化工況下，徑向湍動能隨著流體焓值的增大而增大，截面流體平均比熱容隨流體焓值的增大先增大后減小，在ib=350 kJ/kg時達到最大，此時換熱達到最強，因此大比熱容區(qū)流體份額顯著增加是傳熱強化工況下?lián)Q熱性能變好的主要原因。

4） 傳熱惡化工況下，受流體徑向密度的影響，近壁面浮升力有所增大，使得流體加速流動，隨著流動發(fā)展到過渡區(qū)，流體密度急劇上升使浮升力迅速下降，速度也隨之下降。在ib=300 kJ/kg時，出現(xiàn)了“M”型速度曲線，在拐點處速度梯度降為0，湍動能也達到最低，發(fā)生傳熱惡化，此時，速度梯度降低是發(fā)生傳熱惡化的主要原因。